Rheophysique des pates et des suspensions French 2868834019, 9782868834010, 9782759802586 [PDF]

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Rhéophysique des pâtes ef des suspensions

Philippe Coussot Christophe Ancey

lgl SCIENCES

7, avenue du Hoggar Parc d’Activité de Courtabœuf, BP 1 12 9 1944 Les Ulis Cedex A, France

ISBN : 2-86883-401-9 Tous droits de traduction, d’adaptation et de reproduction par tous procédés, réservés pour tous pays. La loi du 11 mars 1957 n’autorisant, aux termes des alinéas 2 et 3 de l’article 41, d’une part, que les “ copies ou reproductions strictement réservées à l’usage privé du copiste et non destinées à une utilisation collective ”, et d’autre part, que les analyses et les courtes citations dans un but d’exemple et d’illustration, “ toute représentation intégrale, ou partielle, faite sans le consentement de l’auteur ou de ses ayants droit ou ayants cause est illicite ” (alinéa ler de l’article 40). Cette représentation o u reproduction, par quelque procédé que ce soit, constituerait donc une contrefaçon sanctionnée par les articles 425 et suivants du code pénal.

O EDP Sciences 1999

Avant-propos De nombreux matériaux utilisés dans l'industrie lors de la préparation ou la mise en ceuvre d'un produit sont des suspensions au sens large, c'est-à-dire des mélanges d'un fluide et de particules solides d'une taille caractéristique supérieure à 1 nm environ. I1 s'agit par exemple des peintures, des encres, des produits cosmétiques, du béton frais, des désherbants ou encore des produits alimentaires tels que les compotes, les soupes, les sauces, etc. La composition de ces suspensions résulte d'un compromis entre, d'une part, le besoin de les rendre suffisamment fluides pour faciliter leur manipulation et d'autre part, le désir de maximiser la fraction solide qui constitue en général le matériau actif lors de la mise en ceuvre. L'un des problèmes-clés consiste alors ii être capable de prédire au mieux les caractéristiques des écoulements de suspensions en fonction de leurs composants (caractéristiques du liquide interstitiel, granulométrie, charges à la surface des particules, pH, etc.). Cet ouvrage a précisément pour objectif de fournir des outils de base en vue d'une meilleure compréhension des liens entre les propriétés mécaniques des suspensions concentrées et leur structure interne. Alors que les dissipations d'énergie de type hydrodynamique sont prédominantes au sein des suspensions diluées, divers types d'interaction entre particules peuvent jouer un rôle considérable vis-à-vis du comportement des pâtes ou des suspensions concentrées. Dans ce cadre, les propriétés physiques des particules et leurs comportements collectifs s'avèrent déterminants. Ces caractéristiques font de la rhéologie des suspensions concentrées un domaine aux frontières de la mécanique des fluides, de la mécanique des sols, de la physique des milieux granulaires et de la matière divisée. Nous avons essayé de présenter dans cet ouvrage u n cadre unifié, quoique simplifié, permettant une compréhension des liens entre le comportement macroscopique et les phénomènes physiques au niveau mésoscopique pour les suspensions concentrées réelles, dont les caractéristiques physiques (granulométrie, interactions, etc.) sont complexes.

Dans le premier chapitre, nous proposons un rappel des bases de mécanique des milieux continus et de rhéologie, en détaillant l'origine physique de ces fondements. On passe aussi en revue les principaux types de comportement mécanique des fluides et leur origine physique probable en s'appuyant sur un schéma conceptuel général des fluides. Le second chapitre concerne la rhéophysique des suspensions concentrées. Nous mettons en valeur le rôle crucial des interactions entre particules et la correspondance entre un type d'interaction prédominant au cours de l'écoulement et un type de comportement mécanique. Ceci nous amène à distinguer deux familles de suspensions concentrées : les suspensions ordinaires (molles) formées de particules en interaction

> (colloïdale ou hydrodynamique) et les suspensions granulaires formées de particules en interaction > et qui forment un réseau de contacts (direct ou lubrifié) d'un bout à l'autre de l'échantillon.

Les suspensions granulaires (dures) ont des propriétés mécaniques très particulières qui résultent du caractère non local de leur comportement, c'est-à-dire que le mouvement d'une particule donnée est assez largement conditionné par le mouvement de l'ensemble des autres particules en contact avec la première par l'intermédiaire du réseau. Ainsi ces suspensions granulaires méritent d'être étudiées de manière spécifique (chap. 3), notamment en s'appuyant sur des connaissances issues du domaine de la mécanique des sols ou de la physique des milieux granulaires. Le quatrième chapitre aborde en détail le problème fondamental de la détermination expérimentale du comportement des suspensions concentrées. En particulier nous nous attachons à montrer la difficulté de réaliser des mesures pertinentes, c'est-à-dire reflétant le comportement du matériau homogène et constant, avec des suspensions concentrées. Les chapitres 5, 6 et 7 s'intéressent enfin au comportement de trois types de matériaux qui permettent de passer en revue une large gamme de phénomènes physiques résultant d'évolutions et de structures internes très différentes : le magma, la neige et la boue. Les raisonnements proposés pour expliquer les comportements mécaniques de ces matériaux peuvent être appliqués à des suspensions industrielles ayant des caractéristiques analogues. Cet ouvrage est le fruit de notre travail mais aussi de discussions avec de nombreux chercheurs que nous souhaitons remercier ici. En particulier Henri Van Damme a été l'un des moteurs de l'étude des pâtes et suspensions concentrées en France, il a en outre apporté un grand soutien et des conseils très utiles à ce projet. Nous remercions aussi François Chevoir, Marie Clément et Christophe Lanos pour leur relecture du manuscrit ainsi que Didier Lesueur et Pierre-Gilles de Gennes pour leurs remarques judicieuses sur le contenu de l'ouvrage, et Franck Radjaï pour son aide matérielle. L'Institut National des Sciences de l'Univers a apporté un soutien financier indispensable au programme de recherches à l'origine de cet ouvrage. Merci enfin à Suzanne Laval pour son appui au départ de ce projet et à Jean-Marc Quilbé pour la confiance qu'il nous a accordée.

Table des matières

Chapitre 1 Eléments de rhéophysique 1. I Introduction ................................................................................

1

..................................................................... 1.2 Concepts de base ........... ................................ I .2.1 Qu’est-ce qu’ 1.2.2 Les variables de l’écoulement ........................................................................... .............................. 1.2.3 Continuité du milieu ............................ 1.2.4 Les forces ............................................ 1.3 Principes de la mécanique des milieux continus ........................................................... 1.3.1 Conservation de la masse ............................................................ 1.3.2 Conservation de la quantité de mouvement ................................................... 1.3.3 Les fluctuations temporelles ..............................................................................

3 3 7 8

.......................................................................

I .4.1 Généralités.. 1.4.2 Le tenseur d

................................. ...................................................................................... ......................... .................................................... 1.5 Principaux types de comportement ...... 1 .S. 1 Généralités............................ ..................................................

1 S.7 Viscoélasticité ...................................

.....................................

............... Annexe I , 1 Conservation de l’énergie ......................................... Annexe 1.2 Modèle de Eyring ..................................................................................................

Chapitre 2

11

17 17 18

19 20 21 22 23 23 24 24 25

27 28 29 29 30 31 32 33 34 37 39 40

Les suspensions molles ..................................................................................... ..........................................

2.1 Introduction. 2.3 Interactions hydrodynamique 2.3.1 Généralités............. 2.3.2 Viscosité d’une sus

43 47 48 48

SI 52 55

2.3.4 Viscosité d’une suspension à concentration élevée ..........

...................... 2.3.7 Traînée hydrody 2.4 Mouvements browniens ...

’

..........................................

2.4.2 Intluence sur le comportement de la suspension ........................................... 2.5 Interactions colloïdales .............................................................. 2.5.1 Généralités.....

58 61 62 63 63 64 67 67 68

2.5.3 Stabilité de la suspension ....................................................................... 2.5.4 Potentiel d’interaction moyen ......................................... 2.5.5 Suspension colloïdale diluée .................................... 2.5.6 Suspension colloïdale concentrée ...................................... 2.6 Contacts entre particules ................................................................................................ 2.6.1 Définition ..................................... n ................................... 2.7 Effets inertiels ................................................................................... 2.8 Classification r ......................................

70 72 73 74 87 87 88 89 91

Annexe 2. I Décomposition du tenseur des contraintes .................................................

95

Chapitre 3 Les suspensions dures 101

102 ..................................................... 3.3 Propriétés physiques des suspensions granulaire

......................................

.....................................................................................

3.5.3 L’état critique ..............................

102 104 1O6 I IO III 1 15 1 I6 1 I7 121 122 122 127 129 129 130 133

134 137 137 140 ................................................ 3.6 Le régime lubrifié ......... 141 3.7 Le régime collisionnel.. 141 141 3.7.3 Comportement collisionnel pour les suspensions non granulaires................ 143 145 ..................................................... 3.8 Régimes intermédia 145 3.8.1 Généralité .................................................................................. ....... 146 3.8.2 Ecoulements à surface libre ....................................... Annexe 3.1 Écoulement uniforme sur un plan incliné .....................................................

153

Chapitre 4 Rhéométrie ....... ........ 4.1 Introduction ............................................................... 4.2 Effets perturbateurs des expériences de rhéométrie ...................................................... 4.2.1 Les dimensions (lu rhéomètre ___.. ,.., ....,.............. .......,.......... ................ ........... 4.2.2 Le glissement aux parois ................................................................................ 4.2.3 La fracturation ..................................... 4.2.4 Le creusement ................................................................... 4.2.5 L’évaporation .................................................................................................. 4.2.6 La migration ... ...................... 4.2.7 Consignes générales pour réaliser des mesures avec des suspensions ..........

159 161 161

163 169 172 174 175 178

4.3 Les différentes géométries d’écoulement : avantages et inconvénients dans le cas ......................................................... de tests avec des suspensions concentrée 4.3.1 Le rhéomètre cône-plan ................................................ 4.3.2 Le rhéomètre plan-plan .................................................................................. ........................... 4.3.3 Le rhéomètre à cylindres coaxiaux .......... . . 4.3.4 Le rhéomètre capillaire ................................................................................... . . ................. 4.3.5 Le plan incliné ......................................................... 4.4 Procédures expérimentales spécifique .......................................................... 4.4.1 Palier de contrainte ou de vitesse ........................................ 4.4.2 Détermination de la courbe d’écoulement ..................................................... 4.4.3 Détermination du seuil de c ........................... .............................................................. 4.4.4 Evaluation de la thixotropie ’

Annexe 4.1 Stabilité d’un écoulement en cisaillement simple .............................................

Chapitre 5

....................................................

...................................................... 5.3.3 Teneur en eau ....................... 5.3.4 Température .................................................................... ............................. 5.3.5 Effet de la pression .......................................... 5.3.7 Effet de la présence de gaz .....................

................................

202 206

209 210 210 21 I 214 217 219 219 219 220 22 1 22 1 22 I 223 224

La neige et les avalanches

6.1 Introduction .......................................... .................................................. 6.2 La neige : formation et propriétés ................................................. 6.2.1 Formation de la neige ................................................................................... ............................................. 6.2.2 Métamorphoses de la neige .......... 6.2.3 Propriétés thermiques .................................................................... 6.2.4 Propriétés mécanique ................................................................... 6.3 Propriétés rhéologiques ...................................................... ............................ 6.3. I Les avalanches : défi ................................ 6.3.2 Nature du inatériau transporté .................... 6.3.3 Caractéristiques macroscopiques de l’écoulement .......................................

Chapitre 7

195 195 197 20 1

Le magma

5.1 Introduction .............................................. .............................................. 5.2 Propriétés physiques des magmas ...................................................................... .. ....................................... 5.2.1 Composition ......._.._............................. 5.2.2 Propriétés thermiques ........................................................................... ................................ 5.2.4 La sédimentation .............................................................................

Chapitre 6

179 179 182 183 187 189

227 228 228 228 230 23 I 232 233 233 236

La boue

7. I Introduction ............................................................ ..................................... 7.2 Propriétés physiques des boues naturelles ............................................................. 7.2. I Généralités ................................................................... 7.2.2 L’eau .................................. ................................................... 7.2.3 L’argile ................................................................................... 7.2.4 Les grains .................. ..........................................................

24 1 242 242 243 243 245

7.3 Propriétés mécaniques des mélanges eau-argiles .......................................................... 7.3.1 Généralités .... 7.3.2 Rhéologie des suspensions eau-argiles du groupe 1 ...................................... 7.3.3 Rhéologie des 7.3.4 Influence de divers paramètres .......................................... .................... 7.4 Propriétés mécaniques d 7.5 Classification des mélanges boueux .............................................................................. 7.5.1 La fracturation ....................................... 7.5.2 La sédimentat 7.5.3 Synthèse ......... .......................................................... Index

..................................................................................................................................

245 245 247 25 I 254 255 25 8 258 258 259 265

Principales notations Symboles a U 17

b BU B,

C, C Cl)

dV do

4 D,,

D D

f e

ou ou E ou

6 K G G G” G h

4, H

ou 1

i, j , k k k,, K

ou

vecteur accélération taux d’élongation distance entre les centres de deux particules voisines densité de force de volume nombre de Bagnold (éq. 3.32) nombre de Brinkman (éq. 5.6) nombre de contact (éq. 3.14) couple chaleur spécifïque élément de volume dement de surface second invariant de D nombre de Davis (éq. 3.12) tenseur des taux de déformation (éq. 1.24) tenseur des taux de déformation local coefficient de frottement coefficient de restitution énergie interne épaisseur d’un écoulement module élastique d’une particule énergie fournie à un fluide force de traînée hydrodynamique gravité nombre de Graetz (éq. 5.7) module élastique de la suspension module visqueux de la suspension nombre de prédominance hydrodynamique-tension superficielle (éq. S. 12) distance entre les surfaces de deux particules voisines épaisseur non cisaillée hauteur de suspension épaisseur cisaillée pente d‘un plan ou d’un canal incliné vecteurs unitaires d’un repère orthonormé constante de Boltzmann ( I ,38.1O-’’ J/K) perméabilité coefficient de traînée exposant du modèle de Herschel-Bulkley

chaleur latente longueur caractéristique dun écoulement nombre de Leighton (éq. 3.27) masse d'une particule nombre de particules par unité de volume paramètre du modèle de Herschel-Bulkley vecteur normal unitaire force normale première et seconde différences de contraintes normales nombre de répulsion (éq. 2.33) pression au sein de la suspension pression au sein du fluide interstitiel pression motrice pression atmosphérique nombre de Péclet (éq. 2.28) nombre de Péclet colloïdal (éq. 2.35) nombre de Péclet pour les transferts de chaleur (éq. 5.6) puissance dissipée état de contrainte débit par unité de largeur flux de chaleur débit taille caractéristique d'une particule (racine cubique de son volume) distance par rapport à un axe rayon d'une particule sphérique rayon d'un outil cylindrique nombre de Reynolds (éq. 2.53) nombre de Reynolds particulaire (éq. 2.54) rayon hydraulique (surface/périmètre mouillé) temps vecteur contrainte (éq. 1.4) contrainte tangentielle adimensionnalisée par le seuil de contrainte ou une contrainte normale température déviateur du tenseur des contraintes temps de relaxation de la structure température de référence temps caractéristique de restructuration dun réseau de particules second invariant de T temps caractéristique de diffusion brownienne (éq. 2.26) temps caractéristique de déplacement d'une particule colloïdale (éq. 2.42) temps caractéristique d'un fluide viscoélastique temps caractéristique de l'écoulement (I/ y )

Tv

temps caractéristique de rapprochement de deux particules sous l'action d'une force normale (éq. 3.30) composantes de la vitesse vitesse locale en un point de la suspension vitesse moyenne (au cours du temps) terme fluctuant de la vitesse vitesse moyenne d'un écoulement vitesse relative d'une particule et du fluide ou de deux particules état d'énergie des éléments d'un fluide coordonnées dans un repère (O,i,j, k) épaisseur cisaillée au sein de l'écoulement à surface libre d'un fluide à seuil déformation en cisaillement simple déformation critique gradient de vitesse gradient de vitesse à la distance K de l'axe nombre de transition colloïdal-hydrodynamique (éq. 2.38) rugosité d'une particule émissivité angle de frottement interne concentration critique (pour la formation dun réseau) concentration d'entassement maximal concentration volumique solide potentiel total d'interaction entre une particule et ses voisines potentiel d'interaction à l'équilibre dune particule avec toutes ses voisines potentiel d'interaction de Born potentiel d'interaction de van der Waals potentiel d'interaction électrostatique variable quelconque longueur de Debye (éq. 2.32) paramètre de structure conductivité thermique viscosité apparente (z/Y ) viscosité du fluide interstitiel viscosité élongationnelle viscosité des particules masse volumique moyenne de la suspension masse volumique du fluide interstitiel masse volumique des particules masse volumique déjaugée ( p - po) contrainte normale tension interfaciale constante de rayonnement

composantes de C i contraintes normales pression effective (au sein du squelette granulaire) surface élémentaire représentative tenseur des contraintes tenseur des contraintes local tenseur des contraintes modifié (incluant les termes liés aux fluctuations) contrainte tangentielle seuil de contrainte contrainte 2 la paroi composantes de T rapport d'aspect fonction inverse de la loi de comportement en cisaillement simple (i= ( ( 7 ) ) viscosité relative de la suspension (p/po) volume vitesse de rotation d'un outil autour d'un axe volume élémentaire représentatif fréquence de sortie d'un puits de potentiel au sein d'un fluide

Opérateurs

au

-

at

du dt

-

dérivée partielle différentielle totale

au + au j + au k gradient ay az au au au . V . a = - + - + - divergence ax a,) a=. V a = -i

axb aOb

produit vectoriel produit tensoriel (tenseur C tel que C,, = 4 6 , )

1 0

Eléments de rhéophysique

1.1 Introduction Notre vie de tous les jours nous amène à manipuler des fluides de toutes sortes tels que des mousses, crèmes, savons, vernis, peintures, sauces, soupes, compotes, gelées, purées, pâtes de gâteaux, etc. Leur fluidité, ou à l'inverse, leur viscosité, varie d'un matériau 2 l'autre et conditionne leur réponse aux sollicitations qu'on leur impose. Par exemple si la mousse 2 raser était aussi peu visqueuse que l'eau, elle tomberait dans le lavabo avant que nous n'ayons le temps de nous raser. D'autres facteurs conditionnent la façon dont un fluide s'écoule. i l y a d'abord les efforts appliqués par l'extérieur au fluide. Ils sont de deux types : des forces exercées par le biais d'un contact direct avec le fluide, c'est par exemple le cas lorsqu'on malaxe une pâte ; des forces exercées à distance sans contact direct telles que la gravité qui est à l'origine des écoulements 2 surface libre de fluides naturels sur des terrains pentus. Ensuite, pour déterminer précisément la manière dont le fluide s'écoule i l faut aussi prendre en compte l'état du fluide en termes de vitesse et de position au moment où l'on commence à appliquer ces efforts. On pourrait s'attendre alors à ce que les caractéristiques des écoulements de fluides différents, soumis à des actions extérieures et dans des conditions initiales identiques, soient les mêmes. I1 n'en est rien car la viscosité du fluide module ses réactions vis-à-vis des actions extérieures. Cette viscosité est donc une propriété intrinsèque du fluide qui résulte des interactions mutuelles des éléments dont il est constitué : atomes, molécules, chaînes de polymère, bulles, gouttes, grains, etc. Ces éléments sont en général relativement proches les uns des autres et, pour déplacer l'un d'entre eux par rapport ii ses voisins, il faut exercer un effort. Ceci signifie qu'une déformation (macroscopique) du fluide nécessite de vaincre les résistances locales aux déplacements relatifs de ses éléments constitutifs. Les efforts exercés par l'extérieur ne servent donc pas seulement, comme

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

dans le cas d'un corps rigide, à augmenter la vitesse de l'ensemble des éléments mais aussi à vaincre les résistances internes lors de leurs mouvements relatifs. Ainsi, en l'absence de pesanteur, un corps rigide peut être animé d'un mouvement uniforme dans le vide même s'il n'est soumis à aucune force extérieure. En revanche, il est impossible de maintenir un écoulement permanent d'un fluide à peu près au repos dans un récipient à travers un orifice de ce récipient sans appliquer constamment une force, ou plus précisément une différence de pression sur le fluide, par un piston ou par l'action de la pesanteur par exemple. On doit donc apporter de l'énergie pour vaincre ce qu'on appelle les dissipations d'énergie par viscosité, c'est-à-dire le travail des résistances internes loss des déplacements relatifs des éléments qui résultent dans ce cas précis de l'élongation à laquelle est soumis le fluide pour traverser l'orifice. Pour des efforts extérieurs et des conditions d'écoulement identiques, la proportion d'énergie dissipée par viscosité est d'autant plus grande et la vitesse atteinte par le fluide d'autant plus faible que le fluide est plus visqueux. Dans cet ouvrage, nous nous plaçons résolument dans le cadre de la rhéophysique des fluides, c'est-à-dire que nous nous intéressons tout particulièrement à l'origine physique des écoulements ou des lois de comportement des fluides plutôt qu'aux détails de ces caractéristiques dans le cadre de la mécanique. Dans ces conditions, nous commençons (9 1.2.1) par examiner la situation des fluides complexes et notamment des suspensions concentrées par rapport à la classification physique usuelle [ 1-41 des matériaux. Ceci nous amène à proposer une définition rhéophysique d'un fluide, qui intègre à la fois des caractéristiques mécaniques et physiques. Nous définissons ensuite les outils de la mécanique des fluides, autant que possible à partir de concepts physiques. La première hypothèse, très utile pour simplifier l'approche mathématique, consiste à considérer que nous avons affaire à un milieu continu à notre échelle d'observation. Cette hypothèse mérite d'être expliquée et justifiée (cf 9 1.2.3) d'autant plus précisément que nous avons l'intention de l'appliquer aux suspensions, qui sont M priori des milieux plus hétérogènes que des liquides ordinaires. Ensuite nous pouvons définir les principes généraux de mécanique des milieux continus ( c j 3 1.3) : principes de conservation de la masse, de la quantité de mouvement, et enfin de l'énergie. Ce cadre nous servira a priori de référence dans le reste de cet ouvrage mais on verra que dans certaines situations (par exemple dans le cas des suspensions granulaires) une description macroscopique adaptée des écoulements nécessite de sortir de ce cadre. De manière générale au cours de ce chapitre seuls les principes et les équations indispensables à la compréhension du reste de l'ouvrage sont abordés. Plusieurs ouvrages de référence développent de façon plus détaillée les thèmes de la mécanique des fluides ou de la rhéologie 15-15]. La particularité de notre présentation réside dans le fait qu'elle tente autant que possible de montrer l'origine physique des principes de la mécanique, ce qui nous permet notamment de mieux discuter la validité des hypothèses à la base de ces principes dans le cas des suspensions. Certains fluides, et tout particulièrement de nombreuses suspensions concentrées, ne coulent pas sous l'action de la seule gravité lorsqu'ils sont appliqués sur des surfaces en

Chapitre 1 - Éléments de rhéophysique

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pente. I1 semble même qu'ils puissent reprendre une certaine consistance lorsqu'on les laisse au repos (avant séchage ou prise). Ceci nous amène à remarquer que certains fluides peuvent se comporter très différemment des liquides simples (eau, huile, etc.), qui répondent presque immédiatement (en s'écoulant) à toute sollicitation extérieure et, en première approximation, conservent la même consistance quelles que soient les conditions. I1 faut donc envisager le fait que la résistance à l'écoulement de ces matériaux n'est pas caractérisée par un seul coefficient (la viscosité) mais par plusieurs paramètres qui dépendent éventuellement des conditions d'écoulement. Ces relations constituent ce qu'on appelle la loi de comportement d'un matériau. À nouveau, un cadre mathématique adapté doit être mis en place pour traduire et déterminer expérimentalementcette loi de comportement (cj: $ 1.4). Nous nous attachons ensuite à décrire les caractéristiques les plus fréquentes du comportement des fluides en dégageant les raisons physiques de ces comportements (cf: 3 1 . S ) .

1.2 Concepts de base 1.2.1 Qu'est-ce qu'un fluide ? Le caractère fluide qui qualifie un type de comportement mécanique du matériau considéré ne doit pas être confondu avec l'état physique (notamment liquide ou solide) du matériau. En première approximation le comportement de matériaux relativement simples peut être associé à leur état physique. Les matériaux à l'état solide sont des corps élastiques lorsqu'on leur impose de petites déformations : sous l'action d'une force suffisamment faible, ils se déforment quelque peu puis reprennent leur forme initiale lorsqu'on relâche cette force. Si l'effort appliqué dépasse une valeur critique, le corps solide ne reprend pas sa forme initiale, il a un comportement plastique. Ces caractéristiques mécaniques sont en général associées à une répartition ordonnée dans l'espace des éléments constitutifs du matériau (atomes ou molécules) qui sont alors situés dans des positions de minimum d'énergie desquelles ils ne peuvent pas facilement sortir. Ainsi, dans des conditions ordinaires, l'agitation thermique ne leur permet pas de s'extraire de ces positions (cf Fig. ].la). Si l'effort appliqué au matériau est relativement faible les éléments sont, seulement provisoirement, quelque peu déplacés et peuvent rapidement se replacer dans leur position d'équilibre lorsqu'on relâche l'cffort, ce qui explique l'élasticité du matériau. Lorsque le matériau est soumis à un effort suffisamment grand, certaines particules sont extraites de leur position d'équilibre initiale, ce qui brise au moins localement l'arrangement initial, les propriétés macroscopiques du matériau étant alors modifiées de manière irréversible (plasticité). Les propriétés mécaniques des corps solides sont donc associées à une Configuration particulière, c'est-à-dire une distribution spécifique de leurs éléments dans l'espace. Au contraire, chaque particule (molécule ou atome) d'un gaz est animée de mouvements erratiques résultant de l'agitation thermique qui l'amène en général à parcourir une grande distance (par rapport à sa taille) dans une direction donnée avant

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

d'entrer en collision avec une autre particule ( c j Fig. 1.1 b). Après cette collision la particule reprend son mouvement dans une autre direction. La pression au sein d'un gaz ou contre une paroi imperméable résulte de ces collisions. Un gaz peut être déformé de manière quelconque sans que ses propriétés mécaniques soient modifiées. La viscosité d'un gaz provient des transferts de quantité de mouvement par chocs entre couches animées d'un mouvement moyen. Compte tenu de la faible densité de particules, la viscosité d'un gaz est très faible. La matière à l'état liquide possède des caractéristiques intermédiaires. Bien que les molécules ou atomes soient maintenus les uns contre les autres en général par le biais des forces de van der Waals, il n'existe pas d'agencement ordonné à longue distance. En revanche, les éléments du liquide sont animés de mouvements erratiques résultant de l'agitation thermique. Ces mouvements sont loin d'avoir une amplitude comparable à celle des éléments d'un gaz mais permettent au moins à chaque élément du liquide de s'éloigner progressivement de sa position initiale en l'absence d'un mouvement moyen du liquide (c$ Fig. 1. IC). I1 en résulte que le liquide ne possède pas de configuration privilégiée de ses éléments notamment vis-à-vis de ses propriétés mécaniques. Dans certaines conditions, notamment après un refroidissement rapide, les liquides peuvent aussi se trouver dans un état intermédiaire entre l'état solide et l'état liquide : l'état vitreux. L'agitation thermique des éléments est alors fortement atténuée au point que ceux-ci sont animés de mouvements erratiques de faible amplitude autour d'une position d'équilibre comme au sein d'un solide. En revanche le désordre continue de régner 2 longue distance comme dans un liquide ordinaire. Les éléments sont cependant dans des positions d'équilibre provisoires car cette organisation instantanée est au moins partiellement détruite en cours d'écoulement. I1 est par conséquent plus difficile de mouvoir les éléments les uns par rapport aux autres et la viscosité des liquides augmente rapidement lorsqu'ils entrent dans l'état vitreux.

I1 existe d'autres types de matériaux qu'il ne semble pas possible de faire entrer dans la classification précédente. Les fluides viscoélastiques, par exemple à base de polymères, en sont u n exemple typique. Selon que les caractéristiques du mouvement qui leur est imposé permettent ou on à leurs molécules de se désenchevêtrer, ces matériaux se comportent soit comme des solides élastiques soit comme des liquides (cf 5 1.5.7). Les suspensions concentrées ou les pâtes qui sont l'objet de cet ouvrage sont aussi des matériaux complexes. En effet, nous avons d'abord affaire à des matériaux qui sont en général constitués d'au moins deux populations d'éléments de tailles et de propriétés très différentes : les molécules du liquide interstitiel et les particules en suspension. On ne sait pas a priori si, pour décrire le comportement du matériau, on doit privilégier les interactions entre les molécules ou entre les particules. Toutefois, lorsque la concentration solide est suffisamment grande, on peut se représenter une suspension ou une pâte comme l'empilement désordonné d'éléments (des cellules comprenant une particule et du liquide) qui restent en contact grâce aux forces de van der Waals comme les molécules d'un liquide, et dont les interactions mutuelles jouent un rôle déterminant

Chupitre I

-

ÉlLments de rhéophysique

5

sur le comportement de l'ensemble du matériau (c$ chap. 2). En outre, les pâtes ont d'une part u n comportement analogue à celui d'un liquide puisqu'elles peuvent être déformées de manière quelconque sans perdre leurs propriétés mécaniques, et d'autre part un comportement analogue à celui d'un solide dans certaines conditions puisqu'elles cessent de s'écouler si l'effort qui leur est appliqué est insuffisant (inférieur au seuil de contrainte). Les caractéristiques physiques et mécaniques des suspensions concentrées présentent finalement de fortes analogies avec celles des liquides à l'état vitreux, la variable gouvernant la transition vers cet état concentré (analogue à l'état vitreux) étant la concentration solide. Les suspensions granulaires, que l'on définira pour l'instant comme des mélanges d'un grand nombre de particules non colloïdales dans un liquide ou dans un gaz (cf: chap. 3), forment une catégorie de matériaux dont les caractéristiques physiques et mécaniques semblent encore plus difficilement associables à l'un des états de base de la matière. Dans certaines situations d'écoulement, une suspension granulaire semble se comporter comme u n liquide ordinaire, c'est le cas par exemple des sables mouvants dans lesquels on s'enfonce facilement ou de la poudre qui s'écoule dans u n sablier. Dans d'autres cas, au contraire, par exemple si les grains se distribuent légèrement différemment du cas précédent pour former un réseau de contacts directs permanents, une suspension granulaire peut avoir la résistance d'un solide très rigide. Enfin une suspension granulaire sèche très dilatée en écoulement rapide 2 surface libre a des caractéristiques proches de celles d'un gaz puisqu'alors le mouvement est conditionné par les collisions entre particules (cfi 5 3.7.3). Notons par ailleurs que les suspensions granulaires ne peuvent pas non plus simplement être rangées dans la catégorie des fluides thixotropes (c$ $ 1.5.4) en considérant que la distribution instantanée des particules correspond à u n état du matériau. En effet, comme l'agitation thermique des particules est négligeable, l'état atteint au moment de l'arrêt de l'écoulement subsiste au repos, contrairement aux effets de la thixotropie, fondamentalement réversibles. Nous constatons ainsi que les différents états physiques de la matière ne suffisent pas à classer les comportements mécaniques des matériaux et notamment des pâtes et suspensions. Les gaz et les liquides sont en général considérés comme des fluides mais d'autres types de matériaux semblent pouvoir entrer dans cette catégorie. Nous proposons donc ici une définition rhéophysique de la structure d'un fluide qui intègre les propriétés physiques et mécaniques communes aux matériaux a priori fluides passés en revue ci-dessus. On considère qu'un fluide est formé en plaçant dans un volume délimité de l'espace u n certain nombre d'éléments de formes, de tailles, et de natures variées (atomes, molécules, billes de verre, globules rouges, micelles, cailloux, etc.). Ces éléments interagissent de manières diverses et sont distribués dans l'espace de façon désordonnée à longue distance. Enfin les propriétés mécaniques du fluide, après un temps de repos suffisant, ne varient pas sensiblement lorsque les éléments sont redistribués dans l'espace d'une manière quelconque et plus ou moins aléatoire. Ceci traduit notamment l'absence d'une configuration privilégiée mais n'exclut pas un comportement élastique pour de faibles déformations associé à une configuration

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Rhkophysique des pâtes et des suspensions

privilégiée provisoire. Notons q u e les suspensions granulaires n e font pas partie d e s fluides selon cette définition. Dans la suite, o n parlera d e déformation lorsque les éléments d u fluide sont redistribués dans l'espace et d'écoulement pour qualifier le mouvement résultant d'une déformation.

Fig. 1.1 : Aspect schématique des évolutions de la structure interne de différents corps simples macroscopiqueinent au repos. La trajectoire suivie par chaque élément (représenté par une sphère sombre) durant une certaine période est représentée par une série de lignes brisées. Dans un solide (a) les éléments du solide (atomes ou molécules) sont distribués dans l'espace de manière ordonnée. Chaque élément oscille autour de sa position d'équilibre. Dans un gaz (b) les éléments sont animés de mouvements de grande amplitude pratiquement indépendants les uns des autres. Dans un liquide (c) les éléments sont animés de mouvements erratiques de faible amplitude suffisante toutefois pour leur permettre de sortir de leur position d'équilibre provisoire au bout d'un certain temps. 11 n'existe par d'ordre à longue distance. Dans l'état vitreux (d) l'agitation des éléments est fortement réduite mais le désordre règne à longue distance.

Chapitre 1 - Éléments de rhéophysique

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Si l'on sait décrire avec précision les interactions entre éléments on est a priori capable de prédire les caractéristiques de l'écoulement d'un fluide formé par un ensemble de tels éléments en fonction des forces qui lui sont appliquées. Si le fluide ne comprend que quelques éléments, cette tâche est relativement aisée. Lorsque le système étudié contient un très grand nombre d'éléments il est extrêmement difficile, même ii l'aide des ordinateurs modernes, de prédire les mouvements de chaque élément. Ceci est devenu récemment possible seulement pour des suspensions modèles constituées d'un nombre relativement limité de particules grossières immergées dans un fluide non visqueux (écoulement granulaire sec) ou de particules colloïdales dans un liquide moyennant des hypothèses simplificatrices concernant les interactions. Ainsi, il reste important en vue des applications pratiques et pour une bonne compréhension physique des phénomènes, de disposer d'outils analytiques pour décrire les propriétés collectives d'un ensemble d'éléments, autrement dit d'un fluide, en mouvement. Cette tâche est grandement facilitée lorsqu'on peut s'appuyer sur le formalisme et les outils de la mécanique des milieux continus.

I .2.2 Les variables de l'écoulement Compte tenu du fait qu'un fluide ne possède pas une configuration de référence vis-à-vis de ses propriétés mécaniques, les déformations qu'il a subies par rapport à sa position initiale (ou plus généralement une position de référence) ne jouent aucun rôle particulier. Nous verrons cependant (cf 5 1.5) que ceci n'est pas strictement vrai pour des fluides viscoélastiques ou à seuil qui possèdent une configuration privilégiée provisoire. Pour décrire l'écoulement d'un fluide il est essentiel de connaître les mouvements relatifs instantanés des différents éléments, autrement dit la variable la plus importante est la vitesse. Une première possibilité consiste ii suivre la vitesse de chaque élément du fluide, il s'agit dans ce cas d'une description dite lagrangienne du mouvement. Étudier le mouvement revient alors ii décrire la trajectoire de chacun de ces éléments ii partir de leur position initiale. Ce type de description est évidemment particulièrement adapté à l'étude de déformations limitées ou pour des matériaux qui possèdent une configuration préférentielle. Plus fréquemment, dans le cas des écoulements de fluide, on s'intéresse à la vitesse à u n instant donné en u n point du fluide (description dite eulérienne). Cette vitesse est alors celle de l'élément qui passe en ce point en cet instant précis. Étudier le mouvement consiste dans ce cas ii décrire l'évolution dans le temps de la distribution des vitesses locales au sein du matériau. Deux autres variables caractérisent l'état du fluide : la masse volumique, qui permet d'apprécier le nombre d'éléments par unité de volume, et la température, qui donne une idée de l'agitation des éléments. Pour un gaz, cette température est proportionnelle aux fluctuations de vitesse (cf 5 3.7.3). Nous utilisons aussi une approche eulérienne pour décrire ces variables. En résumé nous cherchons ii prévoir les évolutions, dans l'espace et dans le temps, de trois variables caractérisant l'état et les mouvements du matériau : sa masse volumique p , sa vitesse u et sa température T . Ces variables sont des

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

fonctions de l'instant t considéré et de la position locale x dont les composantes sont ( x , y , z ) dans un référentiel orthogonal (i, j,k) fixe. Les composantes de la vitesse dans le même référentiel sont ( u , v, w ) .

1.2.3 Continuité du milieu En fait, il n'est pas aussi simple qu'il y paraît de parler de la vitesse d'un élément bien précis du fluide situé en un point précis. En effet, ceci suppose implicitement que le fluide soit constitué par la juxtaposition d'éléments infiniment petits, ce qui n'est évidemment jamais le cas. En pratique, lorsqu'on mesure par des moyens ordinaires la valeur de l'une des variables ci-dessus en un point donné, on mesure la valeur moyenne de cette variable sur un petit volume englobant un certain nombre d'éléments du fluide. Ainsi, dans le cas d'un liquide ordinaire, c'est la plupart du temps la vitesse moyenne d'un groupe d'environ molécules que l'on enregistre. Par ailleurs, la mesure de la masse volumique doit de toute façon être réalisée sur un volume comprenant un nombre d'éléments suffisamment grand pour que le résultat représente bien la valeur moyenne autour d'un point donné, et suffisamment petit vis-à-vis des variations macroscopiques (à l'échelle de l'observateur) de cette variable. Dans le cadre de la mécanique des milieux continus, les valeurs des variables vitesse, masse volumique et température sont donc associées 2 des moyennes d'ensemble sur des volumes élémentaires représentatifs (fie,). Nous verrons qu'une définition a priori de ce volume élémentaire représentatif en vue d'un traitement de l'écoulement dans le cadre de la mécanique des milieux continus est délicate car ses dimensions sont intimement liées aux conditions néce validité de l'hypothèse du milieu continu sous leurs différents aspects, conditions qui résultent en partie du comportement mécanique du matériau. Pour faciliter la description mathématique que l'on envisage d'entreprendre, on a tout intérêt à ce que ces variables, qui sont aussi des fonctions, soient continûment différentiables (ce qui assure leur continuité simple) dans l'espace et dans le temps. De cette manière on pourra utiliser un seul jeu d'équations faisant intervenir des différentielles d'espace ou de temps pour décrire le mouvement du fluide en tout point (sinon il faut ajouter des relations particulières entre les variables de part et d'autre des surfaces de discontinuités). Pour cela il faut entre autres que la différence entre les valeurs des variables associées à deux points voisins (At ), c'est-à-dire à deux volumes élémentaires voisins, soit très faible devant la différence de valeur de cette variable (AI ) entre deux points séparés par une longueur macroscopique typique de l'écoulement. (Pour un écoulement à surface libre il s'agit par exemple de la différence de vitesses entre le fond et la surface libre.) De même, les variations dans le temps de la valeur d'une variable en un point particulier doivent être très faibles devant les variations dans le même temps de la différence macroscopique évoquée ci-dessus.

Chupitre 1 - Éléments de rhéophysique

9

t AL Al

taille des hétérogénéités

I

élémentaires représentatifs possibles

I

Variations macroscopiques

Fig. 1.2 : Variations possibles de la différence ( A i ) de valeur de la variable d'un volume ( R ) à un autre voisin (à une distance I ) lorsque ce volume augmente. Pour des valeurs de l'ordre du volume des hétérogénéités du matériau AI peuvent être du même ordre que la différence ( A i ) de valeur de cette variable sur une distance macroscopique ( L ) . Lorsque R englobe un certain nombre d'éléments de base d u fluide, AI est très faible devant AI . On peut alors choisir le volume élémentaire représentatif (R,,) dans cette gamme. Lorsque R est trop grand la valeur de Ai correspond aux variations macroscopiques de la variable et donc A i est naturellement de l'ordre de AI .

De cette définition il ressort d'abord que l'hypothèse du milieu continu est nécessairement associée à une gamme d'échelles d'observation. En effet, si on observe 2 notre échelle l'écoulement d'un liquide simple constitué d'un très grand nombre de molécules, on peut facilement diviser l'espace en une multitude de très petits volumes

IO

Rhkophysique des pâtes et des suspensions

qui contiennent chacun beaucoup de molécules. On conçoit facilement qu'on a alors de grandes chances pour que, d'un petit volume à un autre voisin, la variation de la variable soit faible devant la variation macroscopique de cette variable. Si en revanche on se place à une échelle d'observation si petite que les groupes de molécules utilisés pour mesurer une variable ne peuvent plus contenir que quelques éléments, le milieu a de grandes chances d'être discontinu car d'un groupe à l'autre la masse volumique, la vitesse ou la température peuvent varier sensiblement (c$ Fig. 1.2). Pour les liquides ordinaires de même que pour des suspensions colloïdales, ce problème n'intervient évidemment que dans des situations d'écoulement très particulières, l'échelle d'observation étant en général extrêmement grande devant la taille des éléments constitutifs du fluide. Dans le cas le plus favorable les variations dans l'espace de la variable considérée ( L ) sont linéaires, on a alors AI = AI/N où N est le nombre de volumes élémentaires

du fluide rencontrés sur une distance égale à la dimension caractéristique de l'écoulement ( L ) . Dans ce cas l'hypothèse de continuité ( A L 10. Pour une suspension granulaire, au sein de laquelle le rôle des grosses particules vis-à-vis de la viscosité de l'ensemble de la suspension est déterminant, si on peut considérer que le volume élémentaire représentatif est constitué d'une particule entourée de liquide, l'hypothèse du milieu continu peut donc être valable à partir du moment où la dimension caractéristique de l'écoulement est égale à dix diamètres de particules. Toutefois, si quelques très grosses particules sont immergées dans une suspension qui peut être considérée comme continue en l'absence de ces particules, le matériau est discontinu localement au niveau de ces gros éléments mais ceux-ci induisent en général des perturbations mineures de l'écoulement dans son ensemble. Par conséquent on peut négliger en première approximation ces éléments. En fait, nous n'avons envisagé pour l'instant qu'un critère géométrique de continuité du milieu. Des différences notables de vitesse d'un groupe d'éléments à un autre voisin peuvent être observées même lorsque ces groupes sont très petits devant le volume de suspension simplement à cause du comportement collectif de ces groupes, autrement dit à cause du comportement mécanique de la suspension. Par exemple, si l'organisation du matériau considéré est telle qu'un écoulement se traduit par la séparation du matériau en deux parties à peu près rigides et glissant l'une contre l'autre, la vitesse relative entre deux éléments voisins situés de part et d'autre de la surface de glissement est du même ordre que la vitesse macroscopique de l'écoulement. Le matériau considéré est alors discontinu. Pour les liquides simples dans des conditions ordinaires, ce type de problème se présente encore une fois très rarement probablement du fait du désordre et de l'agitation thermique qui règnent dans ces milieux. Pour d'autres fluides le problème est précisément beaucoup plus délicat car les variations spatiales d'une variable I , qui dépendent de la distribution des efforts entre les éléments du fluide et de leurs réactions à ces efforts, sont très loin d'être linéaires. Notamment dans le cas d'un fluide à seuil dans certaines géométries d'écoulement, la vitesse peut varier très rapidement sur une

Chapitre I

-

Éléments de rhéophysique

11

épaisseur relativement petite (cf chap. 4). Dans ces conditions, les variations macroscopiques de la vitesse sont du même ordre que celles aux bornes de cette région de variations rapides et, pour que l'hypothèse du milieu continu soit valide, il faut que le nombre de volumes élémentaires dans la zone de variation rapide de la vitesse soit suffisamment grand. Le nombre de volumes élémentaires sur une distance caractéristique de l'écoulement doit donc être largement supérieur à I O mais la valeur critique à dépasser dépend malheureusement des conditions d'écoulement car l'épaisseur cisaillée tend vers zéro lorsque la contrainte à la paroi tend vers le seuil de contrainte de la suspension. Avec une suspension granulaire confinée en écoulement frictionnel (cf. 5 3.5) la situation est bien plus critique car quelles que soient les dimensions de l'échantillon (pour une taille de particules fixée) des surfaces de fracture, ou plus précisément des bandes de cisaillement, ont tendance à se former au-delà d'une certaine déformation. Dans ce cas il n'existe pas de critère simple de continuité du matériau. Ces exemples montrent qu'il n'est pas possible d'énoncer des critères universels de continuité d'un fluide surtout lorsqu'on cherche à englober les suspensions concentrées. Seules des conditions suffisantes, notamment géométriques, peuvent être proposées. La continuité dépend en fait des caractéristiques du matériau et de l'écoulement si bien que l'hypothèse de continuité doit toujours être validée a posteriori. Dans la suite de cet ouvrage nous supposerons a priori que le matériau considéré est continu, les surfaces de discontinuité éventuelles étant envisagées comme des singularités de l'écoulement.

1.2.4 Les forces Le mouvement d'un fluide est conditionné en partie par les forces extérieures qui s'exercent sur lui et par les forces mutuelles entre ses éléments constitutifs. Ces forces peuvent être séparées en deux catégories. La première comprend des forces dites de volume telles que les forces électromagnétiques, les forces de gravité, ou les forces inertielles, qui varient en général très lentement avec la distance (par rapport à la taille des éléments du fluide) et s'exercent à très grande distance. Considérons un volume élémentaire représentatif Q c comprenant ~ un certain nombre d'éléments du fluide (des molécules du liquide et des particules solides pour une suspension) et tel que la continuité du milieu soit assurée lorsqu'on décrit les évolutions des valeurs des variables en segmentant l'espace en des volumes analogues. La force extérieure s'exerçant sur ce volume est obtenue en faisant la somme des efforts exercés par les forces extérieures sur chaque élément (F,) de Q,, :

On définit alors la densité de force extérieure en un point de l'espace : b = Fc2,/Q(, . Un volume quelconque (Q ) peut être divisé en un certain nombre de volumes élémentaires.

12

Rhkophvsique des pûtes et des suspensions

Lorsque b est constant au sein de R la force extérieure totale qui s'applique sur ce volume s'écrit alors :

Lorsque la seule force de volume est la gravité ( g ), on a b = pg . La seconde catégorie de forces comprend les forces de surface ( F,t,r,), qui agissent entre deux éléments très proches mais décroissent rapidement avec la distance. Pour un liquide ordinaire il s'agit surtout des forces de van der Waals qui ont essentiellement une action entre deux molécules voisines. Pour une suspension, il peut s'agir soit des forces entre molécules du liquide interstitiel, soit des forces d'interaction entre les particules dont certaines sont de type électrostatique ( c j chap. 2) et peuvent donc s'exercer à plus grande distance à travers le liquide. Néanmoins, l'amplitude de ces forces décroît encore rapidement avec la distance et il paraît raisonnable de négliger leur action au-delà de la particule voisine. Dans le cas contraire, il est cependant possible de définir des volumes (que l'on appellerait alors éléments) englobant quelques éléments de fluides tels que la force liée à ce type d'interaction et exercée par un tel volume sur les volumes environnants ne s'étende pas au-delà des voisins directs. Éléments

Fig. 1.3 : Forces entre éléments i l'origine des forces de surface.

Considérons un élément de surface d o au sein du fluide et centré autour d'un point de l'espace x . On s'intéresse à l'effort exercé par le fluide situé d'un côté (B) de cette surface, sur le fluide situé de l'autre côté (A). Compte tenu de la courte distance d'action des forces de surface définies ci-dessus, seuls les éléments de fluide situés tout près de cette surface subissent une force provenant des éléments de fluide situés le long de la surface de l'autre côté (B). En première approximation chaque élément ( i ) subit en fait une force (F,,,)essentiellement due à chaque élément (i' ) lui faisant face au travers de cette surface (c$ Fig. 1.3). Finalement la force totale exercée par le fluide situé du côté B sur le fluide situé du côté A peut s'écrire sous la forme d'un vecteur & tel que

Chupitre I

dF

=c

-

F,,.

13

Éléments de rhéophysique

(1.3)

Si F,,,est à peu près constant dF est proportionnel à la surface considérée d o . 11 est donc naturel de considérer la variable définie par le vecteur t, (x) = dF/do . Lorsque la surface considérée est suffisamment grande t, est la valeur moyenne de la force par unité de surface exercée par chaque élément sur l'élément qui lui fait face le long de cette surface. Cependant, comme pour les autres variables, pour que la variable t, (x) soit continûment différentiable, il faut que la surface considérée autour de x ne soit ni trop grande, car sinon les variations de t, d'un point à un autre seront du même ordre que les variations entre les bornes de l'échantillon, ni trop petite (de l'ordre de la surface de quelques éléments), car sinon les variations de t, d'un point 2 un autre seront associées aux discontinuités intrinsèques du fluide. Nous appellerons surface élémentaire ( d o q~) au fluide, les différents éléments ont le temps de se réarranger en minimisant les extractions d'éléments de leurs inclusions. Au contraire, si on impose u n mouvement rapide (Ti, rces.London, Academic press. Batchelor, G. K. 1967. An Introduction to Fluid Dynamics. Cambridge, Cambridge University Press. Munson, B.R., Young, D.F., and Okiishi, T.H. 1994. Fundurnentuls of Fluid Mechanics. New York, John Wiley & Sons. Truesdell, C. 1974. Introduction ii la mécanique rationnelle des milieux continus, Paris, Masson. Bird, R.B., Armstrong, R.C., Hassager, O., and Curtiss, C.F. 1977. Dynamics of Polymeric Liquids. New York, John Wiley. Cherimissinoff, N.P. 1988. Encyclopedia of Fluid Mechanics. Paris, Gulf Publishing Company.

[ I O ] Coleman, B.D., Markowitz, H., and Noll, W. 1966. Viscometric Flows cf NonNewtonian Fluids. Springer Tracts in Natural Philosophy, Volume 5 , Berlin, Springer Verlag. [ 1 1 ] Ferguson, J. and Kemblowski, Z. 199 1. Applied Fluid Rheology. Amsterdam, Elsevier.

[ 121 Couarraze, G. et Grossiord, J.L. 1983. Initiation Li la rhéologie, Paris, Tec & Doc,

Lavoisier. [ 131 Tanner, R.I. 1988. Engineering Rheology. Oxford, Clarendon Press. [ 141 Midoux, N. 1993. Mécanique et rhéologie desjluides en génie chimique. Paris, Tec &

Doc, Lavoisier.

[ I S ] Piau, J.-M. 1979. Fluides non-newtoniens, Techniques de l'Ingénieur. A7 I O, 1-1 6, A71 1, 1-24.

42

Rhéophvsique des pûtes et des suspensions

[ 161 Batchelor, G.K. 1970. The stress suspension in a suspension of free-forces particles. J. Fluid Mech., 4 I , 545-570. [ 171 Eringen, A. C. (Coord.). 1976. Polar and nonlocal field theories. New York, Academic

Press. [ 181 Eringen, A. C. 1980. Theory of anisotropic micropolar fluids. Int. J. Eng. Sci., 18, 5 - 17.

[ 191 Germain, P. 1973. La méthode des puissances virtuelles en mécanique des milieux continus. J. de Mécanique, 12, 235-274. [2û]

Germain, P. 1973. The method of virtual power in continuum mechanics, Part 2: Microstructure. J. Appl. Math., 25, 556-575.

[21] Vardoulakis, I . and Sulem, J. 1995. Bifurcation Analysis in Geomechanics. Glasgow, Blackie Academic & Professional. [22] Barnes, H.A. 1989. Shear-thickening (“Dilatancy”) in suspensions of nonaggregating solid particles dispersed in Newtonian liquids. J . Rheol., 33, 329-366.

[23] Bird, R.B. 1976. Useful non-Newtonian models. Ann. Rev. Fluid Mech., 8, 13-34. [24] Bird, R.B., Dai, G.C., and Yarusso, B.J. 19x2. The rheology and flow of viscoplastic materials. Rev. Chem. Eng., I , 1-70.

Les suspensions molles

2.1 Introduction Au sens strict, une suspension est le mélange d'un liquide et d'inclusions solides. Cependant une approche mécanique de leur comportement en fonction de la microstructure embrasse en fait naturellement celui des suspensions au sens large, c'està-dire des mélanges d'une phase fluide et d'inclusions quelconques non miscibles avec ce fluide. Ainsi les éléments présentés ici sont aussi utiles, sans pour autant suffire, à la compréhension et à la description du comportement des poudres ou fumées (gaz + solide), des émulsions (liquide + liquide), des brouillards (gaz + liquide) ou encore des mousses (liquide + gaz). La classification du comportement en fonction des interactions prédominantes finalement proposée semble pouvoir être directement appliquée aux suspensions et poudres ou fumées. Pour décrire le comportement des mousses ou des émulsions concentrées il faudrait prendre en compte les effets de la tension de surface, de la déformation et de la coalescence éventuelle des inclusions gazeuses ou liquides. Nous considérons dans la suite le mélange, que nous nommerons suspension, d'un fluide, que nous nommerons éventuellement fluide interstitiel, et de particules solides. Une des principales caractéristiques physiques d'une suspension est sa concentration (ou fraction) volumique solide ($ ) qui est le rapport du volume occupé par la phase solide et du volume total de mélange. Une autre caractéristique importante est la concentration d'entassement maximal ($,,, ) qui est la fraction volumique solide correspondant au volume maximum de particules solides que l'on peut placer dans un volume de fluide donné. Au cours de notre exposé, nous mettrons progressivement en valeur l'importance de la configuration des particules, c'est-à-dire leur distribution spatiale (ordonnée, aléatoire, etc.), vis-à-vis du comportement mécanique de la suspension. La concentration d'entassement maximal utilisée dans certains calculs est surtout, en fait, une

44

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

concentration de référence qui pourrait dépendre des conditions d'écoulement. Au cours de ce chapitre, nous conserverons pourtant une seule variable pour décrire la situation pour laquelle les particules sont toutes en contact les unes avec les autres, mais nous verrons qu'une étude plus précise du comportement des suspensions très concentrées nécessite d'associer à cette situation un domaine de concentrations ( c j 3 3.3.1).

I1 n'est possible de calculer précisément le champ des vitesses au sein du mélange que dans des cas particuliers (cf Q 2.3), notamment pour des suspensions de sphères solides identiques de rayon R . Dans le cas général, la forme et la distribution de taille des particules ne peuvent pas aisément se définir à l'aide d'un ou deux paramètres. À partir du paragraphe 2.4, dans un souci de présentation des mécanismes fondamentaux à l'origine du comportement mécanique de systèmes aussi variés que des milieux modèles tels que des suspensions de billes de polystyrène ou de silice, ou des milieux beaucoup plus complexes tels que du béton frais ou du magma, on ne supposera aucune forme particulière ni arrangement spécifique des particules. On admettra que la dimension et la forme des particules peuvent être caractérisées simplement par une taille caractéristique ( r ) qui est de l'ordre de la racine cubique du volume moyen de cette particule. Cette approche mérite d'être adaptée à chaque situation particulière lorsqu'on dispose de plus d'informations concernant la forme et la distribution de taille des particules ainsi que la manière dont elles s'arrangent à courte et longue distance. Dans certains cas, il faudrait en toute rigueur prendre en compte plusieurs dimensions caractéristiques des particules, notamment lorsqu'on a affaire à des particules fortement anisotropes (dont le rapport de deux longueurs d a n s deux directions différentes est très différent d e l), e t différents types d'arrangements de ces particules (éventuellement fractals) suivant l'échelle à

laquelle on s'intéresse.

Fig. 2.1 : Effet fondamental de l'ajout de particules solide dans un fluide en première approximation : diminution de l'épaisseur moyenne cisaillée.

Chupitre 2 - Les suspensions molles

45

Vu des particules, c'est-à-dire à leur échelle, le fluide interstitiel se comporte comme un milieu continu. Cela implique entre autres ( c j S; 1.2.3) que la dimension caractéristique des éléments constitutifs de ce fluide est beaucoup plus petite que celle des particules. En l'absence de particules, ce fluide a un comportement newtonien avec une viscosité po. Pour simplifier, on admettra qu'il ne glisse pas le long des surfaces des particules au cours des mouvements de la suspension. Cela signifie que la vitesse relative des éléments du fluide les plus proches des particules par rapport à la surface solide voisine est négligeable vis-à-vis de la vitesse de deux éléments de fluide séparés d'une distance de l'ordre de la taille des particules. Dans la plupart de nos raisonnements, nous supposerons en outre que la suspension n'est pas soumise à une force de volume extérieure, en particulier la sédimentation restera négligeable. Dans ces conditions, la présence de particules solides dans le fluide interstitiel a fondamentalement pour conséquence une augmentation de la viscosité apparente. Considérons en effet une couche de suspension, d'épaisseur H , cisaillée entre deux plateaux solides dont la vitesse relative est V (cf: Fig. 2.1). Le gradient de vitesse en l'absence de particules au sein du fluide est V / H (cf; 9 4.1). Lorsque des particules remplacent des volumes de fluide, l'épaisseur de fluide cisaillé est naturellement plus faible en moyenne, et nous l'écrirons H - E avec E > O. Si les particules sont parfaitement rigides et suffisamment dispersées, le gradient de vitesse (effectif] au sein du fluide interstitiel est maintenant égal à V / (H - E ). En supposant que l'ensemble du fluide est effectivement cisaillé on obtient simplement E = @ H. Ce calcul néglige bien entendu le fait que le mouvement du fluide autour des particules ne peut pas être u n écoulement en cisaillement simple, et minimise donc le gradient de vitesse effectif, mais cela ne change pas le sens de notre démonstration. La contrainte tangentielle à appliquer aux plateaux pour cisailler la couche de suspension s'écrit par définition p , , V / ( H- E ) . Le gradient de vitesse apparent, celui de la suspension dans son ensemble, vaut quant à lui toujours V / H .La viscosité apparente de la suspension (rapport de la contrainte tangentielle et du gradient de vitesse apparent) vaut donc :

Ce calcul, qui ne préjuge pour l'instant pas de la valeur exacte de E:, montre que, tant que les interactions hydrodynamiques prédominent, la viscosité d'une suspension est proportionnelle à la viscosité du fluide interstitiel et augmente avec la concentration solide. Remarquons en outre que lorsque E -+ H la viscosité de la suspension tend normalement vers l'infini. Mis à part pour une suspension de cubes identiques, il n'est pas possible d'atteindre une concentration solide égale à 1. Par exemple, pour des sphères, la concentration d'entassement maximal est @,,,= 0,635 dans une configuration désordonnée et après tassement. Il n'en reste pas moins que pour une concentration @ proche de @,,,, on doit par définition trouver un grand nombre de directions selon lesquelles E tend vers H (dans les plans séparant des particules très proches). Localement, la contrainte tangentielle est donc très élevée. Ceci induit une contrainte

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

macroscopique beaucoup plus élevée qu'en prenant la valeur moyenne de effectivement la viscosité à tendre vers l'infini lorsque @ + $,,, .

E

et conduit

Nous avons jusqu'ici considéré que l'effet de la présence des particules résulte uniquement du volume qu'elles occupent à la place du fluide interstitiel. En fait, selon les caractéristiques du fluide et des particules et selon la concentration solide, des effets liés à divers types de forces (colloïdales, agitation thermique, contacts) s'exerçant sur les particules peuvent s'ajouter au précédent. La conséquence générale en est, comme précédemment, l'accroissement des dissipations d'énergie au sein de la suspension en écoulement, par rapport au fluide interstitiel seul, parce que le cisaillement nécessite d'imposer des efforts supplémentaires pour entraîner des particules en mouvement relatif. À ce stade, on peut se représenter une suspension en écoulement laminaire comme une assemblée de particules qui se meuvent relativement les unes aux autres. Dans ces conditions, la viscosité de la suspension est associée à l'effort qu'il faut exercer pour déplacer les particules les unes par rapport aux autres. Tout se passe comme si les particules exerçaient les unes vis-à-vis des autres, des efforts en général d'autant plus grands que la vitesse d'écoulement est grande. Il est donc possible d'interpréter l'ensemble des phénomènes qui contribuent à augmenter la viscosité du fluide comme des interactions entre les particules, les effets de volume induisant dans ce cadre ce que nous appellerons des interactions hydrodynamiques. Nous montrons d'abord ( 3 2.2) qu'il est possible de dissocier partiellement les effets des différentes interactions au sein du tenseur des contraintes. Au cours des sections suivantes, nous étudions les principaux types d'interactions (hydrodynamiques (9: 2.3), browniennes ( 3 2.4), colloïdales ( Q 2.5), par contact ( Q 2.6), inertielles (9: 2.7)) et leurs effets en termes de comportement mécanique en supposant à chaque fois que les interactions considérées sont prédominantes. Compte tenu de la diversité des matériaux possibles, il est finalement crucial, plutôt que de passer en revue les divers comportements observés, de déterminer les domaines de prédominance de chacun de ces effets en fonction des caractéristiques essentielles du fluide et de l'écoulement. Des régimes de prédominance de chaque type d'interactions peuvent être ainsi identifiés et délimités à l'aide de nombres adimensionnels. Ceci permet notamment de ne pas se focaliser sur des effets particuliers (l'exemple typique étant la transition ordre-désordre dans des suspensions de billes identiques) qui résultent de caractéristiques spécifiques de la suspension. Cet aspect est d'autant plus important que nous souhaitons ici proposer des éléments généraux pour aborder des suspensions concentrées complexes, c'est-àdire contenant des particules de tailles et de formes diverses. Les deux paramètres de base permettant de caractériser le régime d'écoulement d'une suspension sont alors, d'une part, l'intensité du cisaillement et, d'autre part, la quantité de solide en suspension. Par conséquent, dans le cadre d'une approche simplifiée, il est naturel de situer les domaines de prédominance des différents types d'interaction dans un diagramme (?,@) pour une suspension dont les autres caractéristiques (taille des particules, force ionique, température, etc.) sont fixées. En utilisant les nombres adimensionnels déterminés ci-dessous et en supposant que les transitions entre régimes

Chapitre 2 - L e s suspensions molles

47

interviennent dans des gammes de valeur de ces nombres situées autour de 1, on obtient un diagramme conceptuel qui donne un aperçu général de la position relative des différents régimes d'écoulement.

2.2 Décomposition du tenseur des contraintes Au niveau local les différentes interactions au sein d'une suspension sont des forces s'exerçant entre les divers éléments de la suspension. Le vecteur contrainte identifié au paragraphe 1.2.4 étant proportionnel à la somme des forces entre éléments de part et d'autre d'une surface élémentaire, il peut donc s'écrire : t = t,

+ t2+...

(2.2)

où t,=,,2, . est un vecteur contrainte résultant spécifiquement des interactions de type i. Cette décomposition semble fournir un moyen direct de déterminer le tenseur des contraintes au sein d'une suspension quelconque à partir du moment où l'on sait décrire les différentes interactions. En fait, le problème n'est pas simple car les différentes interactions sont couplées. Par exemple, l'intensité des interactions colloïdales ou le nombre de particules en contact peuvent varier selon la distribution des particules au sein du fluide interstitiel qui elle-même varie au cours du temps ou avec les caractéristiques de l'écoulement. Chaque terme de contrainte associé à un type d'interaction particulier dépend donc de cet état, qu'il est commode de se représenter comme une configuration instantanée des particules. On admettra que cet état de la suspension peut être décrit par une variable locale (scalaire ou tenseur). Imaginons maintenant que l'on est capable, à un instant donné, par un procédé quelconque tel que l'application d'une force de volume adaptée (par exemple un champ électromagnétique), d'annuler l'effet de toutes les interactions sauf une catégorie particulière ( i ) sans que l'état de la suspension ne soit modifié. Dans ce cas, les contraintes résultent spécifiquement des interactions entre particules dans l'état considéré et constituent les seules forces de surface au sein de la suspension. Les raisonnements du paragraphe 1.2.4 peuvent alors être réitérés. Dans ces conditions d'écoulement particulières, on déduit ainsi que la somme des contraintes s'exerçant sur la surface extérieure d'un volume élémentaire de suspension est nulle au premier ordre (At, = O ) . Ce résultat permet de montrer que les contraintes liées aux interactions de type i peuvent être représentées par un tenseur des contraintes symétrique résultant spécifiquement de ces interactions, étant entendu que celui-ci est associé à un état de la suspension résultant du couplage des différentes interactions. En prenant en compte les principaux types d'interaction au sein d'une suspension ainsi qu'une éventuelle agitation interne des éléments (fluide ou particules) (c& 3 1.3.3) on déduit du raisonnement ci-dessus l'expression générale du tenseur des contraintes

Rhéophysique des pûtes et des .suspensions

48 modifié E que l'on notera maintenant C :

-

pu' Ou'

(2.3)

où C,z, X c , et C p sont respectivement les tenseurs des contraintes relatifs aux interactions hydrodynamiques, colloïdales et par contacts. La décomposition ci-dessus prolonge celle de Batchelor [ 11 (c$ Annexe 2. I ) établie de manière rigoureuse pour une suspension de sphères dans un liquide et qui permet de séparer le tenseur total en un tenseur correspondant à l'écoulement du fluide interstitiel (newtonien) en l'absence des particules avec les mêmes conditions aux limites et un terme additionnel lié aux interactions entre particules. Ici, au contraire, le tenseur C,r inclut toutes les formes d'interactions hydrodynamiques, c'est-à-dire à la fois le terme lié à l'écoulement du fluide en l'absence des particules et un terme résultant de leur présence. De plus, l'expression (2.3) permettra de prendre en compte de manière globale des interactions localement très complexes.

La trace de la somme des tenseurs étant égale à la somme des traces, la décomposition (2.3) eii tenant compte de ( I . I l ) fait apparaître des termes de pression d'origine différente au sein de la pression totale ( p ) :

P = Po + n + P /

(2.4)

po est la pression au sein du fluide interstitiel en tenant compte des interactions hydrodynamiques. n est une pression osmotique généralisée, c'est-à-dire la pression résultant spécifiquement des interactions entre particules. Notons que pour les suspensions concentrées la pression osmotique n'a pas nécessairement une origine entropique puisqu'elle peut résulter directement des efforts exercés par les particules les unes sur les autres. p , est la pression liée à l'agitation des éléments. Cette décomposition de la pression sera particulièrement utile dans le cas des suspensions granulaires grossières au sein desquelles il est possible de dissocier, lors des mesures, la pression au sein du fluide interstitiel et la pression liée aux forces entre grains. Les déviateurs des tenseurs des contraintes associés à chaque type d'interaction sont simplement déduits de chacun d'entre eux par une formule analogue à (1.12). On discute surtout dans la suite de la valeur de ces déviateurs en fonction des caractéristiques de I'écoulement.

2.3 Interactions hydrodynamiques 2.3.1 Généralités L'effet de ce type d'interaction est fondamental puisqu'il provient de la simple présence des particules au sein de la suspension. Cependant, ces interactions sont complexes et, bien qu'elle fournisse des tendances correctes, l'approche présentée en introduction doit être sérieusement réexaminée. La présence d'une particule au milieu du fluide induit des perturbations du champ des vitesses par rapport à celui que l'on aurait sans la particule,

Chapitre 2 -Les suspensions molles

39

d'autant plus importantes que l'on se trouve près delle, car le fluide est plus ou moins obligé de contourner cette particule. D'un point de vue global (comme dans l'approche simplifiée ci-dessus) l'écoulement est plus intense, et donc le taux de dissipation d'énergie visqueuse (donné par (1.37)) est plus grand. Cependant, si la distribution des particules et de leurs orientations est isotrope et constante en moyenne quelle que soit la vitesse de cisaillement, la contrainte tangentielle locale est directement proportionnelle à cette vitesse et donc la contrainte tangentielle moyenne est simplement proportionnelle au gradient de vitesse. Ce résultat fondamental signifie que, si la distribution des particules et de leurs orientations est isotrope et constante, la suspension est newtonienne [ 1J. En outre, tant que les dissipations hydrodynamiques sont prédominantes et que des effets de configuration (voir 3 2.3.5) ne viennent pas perturber l'écoulement, une analyse dimensionnelle montre aisément que la viscosité de la suspension est proportionnelle à la viscosité du fluide interstitiel et est une fonction de la concentration volumique seule. Dans ces conditions, on peut rechercher la viscosité de la suspension sous la forme

où est la viscosité relative et f est une fonction positive croissante qui ne dépend que de 4 ) . Ce dernier résultat, en accord avec nos considérations introductives, est remarquable puisqu'il annonce que la taille des particules (mais non la forme) ne joue aucun rôle vis-à-vis de la viscosité de la suspension. Au-delà de ces considérations générales il est nécessaire, si l'on veut déterminer la fonction f , de calculer ou d'estimer par un moyen ou un autre le champ des vitesses au sein de la suspension en écoulement, duquel on déduira le tenseur des taux de déformations local D ( . Le tenseur des contraintes local T, se calcule alors e n utilisant la définition de la loi de comportement d'un fluide newtonien sous forme tensorielle (1.4 1) et on peut finalement déterminer le comportement de la suspension, c'est-à-dire de calculer le tenseur des contraintes (moyen) au sein d'un volume élémentaire représentatif (c$ 3 1.2.3) et de l'exprimer en fonction du tenseur des taux de déformation moyen. I1 est aussi possible de déterminer la viscosité de la suspension en comparant les dissipations d'énergie du mélange avec ou sans particules solides. La puissance dissipée s'écrit en effet d'une part :

P = Jtr(T$.D,)dv

(2.6)

2

1R'"'. On en déduit (2.63)

II reste maintenant à relier le torseur cinématique des particules au tenseur des contraintes. À cet effet, considérons l'équation du mouvement de la nierne particule : mi,-

du'"' at

=m,,g+F:,:f

(2.64)

où m,, désigne la masse de cette particule et Fj,::',la résultante des forces extérieures s'exerçant sur la particule, définie comme : (2.65)

De même, pour connaître la vitesse angulaire, on utilise l'équation de conservation du moment cinétique : (2.66)

où JI, désigne le moment d'inertie et M).,' le couple résultant sur la nierne particule. On en déduit que la dérivée du champ de contrainte équivaut à : (2.67)

97

Chupitre 2 -Les suspensions molles

À partir de l'équation de conservation du moment cinétique, on déduit le second terme du membre de droite de l'équation précédente :

(2.68)

où nous avons introduit l'opérateur antisymétrique suivant (produit vectoriel) :

x A K ( M c , , ) x= MYIfx x I1 est maintenant possible d'écrire la forme générique de la contribution particulaire au tenseur des contraintes macroscopiques. Nous pouvons la décomposer en trois termes :

C,, = C ' + C " + C '

(2.69)

où le premier terme représente l'action du fluide et des particules voisines sur la surface d'une particule test : C'

=

-c

1

j x . r Ondo - E t ( - 1 jr x ( C . n)do)

fi,,=, l N [ *I;

2 *'"' I'

(2.70)

le second terme est une contribution liée à la rotation propre des particules : (2.7 1)

tandis que le troisième terme provient des fluctuations de vitesse : (2.72)

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

98 Références

Batchelor, G.K. 1970. The stress system i n a suspension of force free particles. J. Fluid Mech., 41, 545-570. Blanc, R. 1983. Hydrodynamique et rhéologie des colloïdes. in Colloïdes et Interfuces, Les Éditions de Physique, Les Ulis (France). Einstein, A. 1956. in Investigation of the Brownian nzovernent. New-York, Dover publication. [English translation of Ann. Physik, 19, p.286 (1906), et 34, p.591, (191 I)]. Batchelor, G.K. and Green, J.T. 1972. The determination of the bulk stress in a suspension of spherical particles to order 9,'. J. Fluid Mech., 5 6 , 375. Kamal, M.R., and Mutel, A. 1985. Rheological properties of suspensions in Newtonian and non-Newtonian fluids. J. Polymer Eng., 5 , 293-382. Utracki, L.A. 1988. The rheology of two-phase flows. In Rheornetricnl Men.surernent, A.A. Collyer and D.W. Clegg (Ed.), Amsterdam, Elsevier Applied Science, Chapter 15, 419-594. Metzner, A.B. 1985. Rheology of suspensions in polymeric liquid. J. Rheol., 29, 739775. Chong, J.S., Christiansen, E.B., and Baer, A.D. 1971. Rheology of concentrated suspensions. J. Appl. Polymer Sei., 15, 2007-202 I . Quemada, D. 1985. Phenomenological rheology of concentrated dispersions. J . Me'cczn. Théor. Appl., Numéro spécial, 267-288. Mooney, M. 195 1 . J. Colloid. Sci., 6 , 162- 170. Krieger, I.M. and Dougherty, T.J. 1959. A mechanism for non-Newtonian flow in suspensions of rigid spheres. Trans. Soc. Rheol., III, 137- 152. Frankel, N.A. and Acrivos, A. 1967. On the viscosity of a concentrated suspension of solid spheres. Chein. Eng. Sei., 22, 847-853. Goddard, J.D. 1977. An elastohydrodynamic theory for the rheology of concentrated suspensions of deformable particles. J. Non-Newt. Fluid Meclz., 2 , 169- 189. Marrucci, G. and Denn, M.M. 1985. On the viscosity of aconcentrated suspension of solid spheres. Rheol. Acta, 24, 3 17-320. Wang, M.-L. and Cheau, T.-C. 1988. Shear viscosity of slightly-elastic concentrated suspensions at low and high shear rates. Rheol. Acta, 27, 596-607. Petit, L. 1991. Écoulement et mise en structure de suspensions macroscopiques. Anna1P.s Phys., 16, 155-191. Hoffman, R.L. 1998. Explanations for the cause of shear-thickening in concentrated colloidal suspensions. J. Rheol., 42, I I I - 123. Ackerson, B.J. 1990. Shear induced order and shear processing of model hard sphere suspensions. J. Rheol., 34, 533-590. Barnes, H.A. 1989. Shear-thickening ("dilatancy") in suspensions of non-aggregating solid particles dispersed in newtonian liquids. J. Rheol., 33, 329-366. Petit, L. and Noetinger, B. 1988. Shear-induced structures in macroscopic dispersions. Rheol. Acta, 27, 437-44 I .

Chapitre 2 - Les suspensions molles

99

Mewis, J. and Macosko, C.W. 1993. Suspension rheology, in Rheology: principles, m e ~ i . ~ ~ r e i nund e i i tnpplicutions, ~ C.W. Macosko and R.G. Larson (Ed.), VCH, NewYork. Batchelor, G.K. 1971. The stress generated in a non-dilute suspension of elongated particles by pure straining motion. J. Fluid Mech., 46, 81 3-829. Kitano, T., Kataoka and Shirota, T. I98 1. Rheol. Actu, 20, 207-209. Munïon, B.R., Young, D.F. and Okiishi, T.H. 1994. Fund~imentcils of’ Fluid Mechünics. New York, John Wiley & Sons. Kerr, R.C. and Listcr, J.R. I99 I . The effects of shape on crystal settling and on the rheology of magmas. J . Geology, 99, 457-467. Hinch, E.J. 1975. Application of the Langevin equation to fluid suspensions. J . Fluid Mech., 72, 499-5 1 1 . Pusey, P.N. 1989. Colloidal suspensions. in Liquids, Freezing und Glass 7runsition, J.P. Hansen, D. Levesque and J. Zinn-Justin (Ed.), Amsterdam, Elsevier Science Publ., 763-942. Russel, W.B., Saville, D.A. and Schowalter, W.R. 1989. Colloidd dispersions. Cambridge, Cambridge University Press. Krieger, I.M. 1972. Rheology of monodisperse latices. Adv. Colloid lnterfuce Sei., 3 , 1 1 1-136. Barnes, H.A., Jomha. A.I., Lips, A., Merrington, A. and Woodcock, L.V. 1991. Recent developments in dense suspension rheology. Powder 7echnol., 65, 343-370. Mewis, J. and Spaull, A.J.B. 1976. Rheology of concentrated dispersions. Adv. Colloid Interf2ic.e Sci., 6 , 173-200. Mewis, J. 195 1, Thixotropy - A general Review. J. Non-Newt. Fluid Mech., 6, 1-20, Booth, F. 1950. The electroviscous effect for suapensions of solid spherical particles. K. Soc. London,A203, 533-55 I .

Proc.

Hébraud, P., Lequeux, F., Munch, J.P. and Pine, D.J. 1997. Yielding and rearrangements in disordered emulsions. Phys. Rev. Lett., 78, 4657-4660. Copal, A.D. and Durian, D.J. 1995. Nonlinear bubble dynamics in a slowly driven foam. Plzys. Rev. Left., 75, 26 10-26 13. Dorget, M. 1995. Propriétés rhéologiques des composés silicehilicone, Thèse de Doctorüt, Grenoble, Univ. Joseph-Fourier. Coussot, P. 1995. Structural similarity and transition from Netwonian to non-Newtonian behavior for water-clay suspensions. Phys. Rev. Lett., 74, 397 1-3974. Coussot, P., Leonov, A.I. and Piau, J.M. 1993. Rheology of concentrated dispersed systems in low molecular weight matrix. J. Non-Newt. Fluid Mech., 46, 179-2 17. Hébraud, P. and Lequeux, F. 1998. Mode-coupling theory for the pasty rheology of soft glassy materials. Phys. Rev. Lett., 8 I , 2934-2937. Fouic, J.N., Atten, P. and Boissy, C. 1996. Correlation between electrical and rheological properties of electrical and rheological properties of electrorheological fluids. J. Intelligent Mut. Syst. Structures, 7, 579-582. Gray, J.J. and Bonnecaze, R.T. 1998. Rheology and dynamics of sheared arrays of colloidal particles. J . Rheol., 42, 1 12 I - I IS 1 .

1O0

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

[42] Moore, F. 1959. The rheology of ceramic slips and bodies. Truns. Brit. Cerum. Soc., 58, 470-492. [43] Quemada, D. 1997. Rhéologie et structure des suspensions concentrées. In Des grands écoulements naturels à lu dynamique du tas de sable - Introduction aux suspensions en géologie et en physique, B. Ildefonse, C. Allain et P. Coussot (Ed.), Antony (France), Cemagref Editions, 123- 144, Ch.7. [44] Smart, J.R. and Leighton, D.T. 1989. Measurement of the hydrodynamic surface roughness of noncolloidal spheres. Phys. Fluids A, I , 52-60. [45] Reynolds, O. 1885. On the dilatancy of media composed of rigid particles in contact. With experimental illustrations. Phil. Mag. J. Sci., Series 5 , 20, 469-48 1. [46] Midoux, N. 1993. Mécanique et rhéologie deS.fluides en génie chimique. Paris, Tec & Doc, Lavoisier.

Les suspensions dures

3.1 Introduction L’étude systématique des suspensions (chap. 2) a fait apparaître une catégorie particulière, les suspensions granulaires (ou dures), au sein desquelles les contacts (directs ou lubrifiés) entre particules jouent un rôle majeur vis-à-vis des caractéristiques de l’écoulement. Typiquement, de tels matériaux sont constitués d’une forte concentration de particules solides non colloïdales immergées dans un fluide. L’agitation thermique et les interactions colloïdales sont négligeables dans la plupart des conditions expérimentales et les particules sont susceptibles d’entrer en contact direct si une force relative d’intensité suffisante s’applique sur elles. En outre, lorsque la concentration solide augmente, les particules se gênent et leurs mouvements relatifs sont de plus en plus difficiles : au-delà d’un certain seuil de concentration, i l n’est plus possible de déplacer une particule sans également déplacer les autres. Ce phénomène donne lieu à des variations de volume en cisaillement simple (appelées dilatance ou contractance selon le sens), qui constituent une propriété tout 2 fait remarquable et totalement inconnue des fluides et solides usuels. Par ailleurs, les contacts directs susceptibles de se produire durant l’écoulement d’une suspension granulaire peuvent induire des comportements macroscopiques très différents de ceux observés avec des suspensions concentrées ordinaires (cj:3 3.5). Enfin, au sein d’une suspension ordinaire, l’agitation thermique et les interactions colloïdales contribuent A faire revenir, après un temps de repos infini, le matériau dans un état d’équilibre homogène et isotrope qui peut servir de référence. Dans le cas d’une suspension granulaire, les particules restent en général au repos lorsque le matériau est macroscopiquement au repos. L’état du matériau est celui atteint juste après la fin de l’écoulement. Il n’y a donc pas un unique état d’équilibre mais une infinité. Ainsi, les caractéristiques mécaniques d’une suspension granulaire dépendent fortement de l’histoire de l’écoulement. Par exemple, si l’on sollicite une suspension granulaire de manière cyclique, l’alternance charge/ décharge conduit en fïn de cycle à un

102

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

état d’équilibre fortement anisotrope, c’est-à-dire caractérisé par des directions privilégiées des contacts entre grains ou bien une répartition hétérogène des particules. Dans la première partie ( 3 3.2) de ce chapitre, nous présentons de façon un peu plus précise les caractéristiques des interactions (contacts) rencontrées usuellement au sein des écoulements de suspensions granulaires. Nous nous intéressons ensuite en détail au rôle de la concentration solide sur le comportement des suspensions. L’idée fondamentale sur laquelle nous appuierons notre exposé et que nous avons déjà introduite au cours du chapitre 2, est l’existence d’une concentration critique à partir de laquelle on observe à la fois un réseau de particules en contact prenant place à travers tout le mélange et des variations de volume en cisaillement simple (dilatance ou contractance) accompagnant la déformation du milieu. Nous examinons donc ( Q 3.3) les principales implications du dépassement de cette valeur critique sur l’arrangement des particules et le comportement macroscopique. En outre nous présentons quelques conséquences éventuelles, en termes de comportement, de la nature biphasique des suspensions granulaires (influence de la pression du fluide interstitiel, ségrégation). Les différents types d’interaction distingués ci-dessus peuvent être prédominants ou concomitants et ainsi, nous serons amenés à distinguer plusieurs régimes d’écoulement caractérisés par la prédominance d’un ou de plusieurs types d’interaction. À l’image de ce qui a été fait au chapitre 2 pour les suspensions ordinaires, nous délimitons ( Q 3.4) les différents régimes à l’aide de nombres adimensionnels, définis comme des rapports de temps caractéristiques ou d’ordres de grandeur des différents types d’interaction. Nous passons ensuite en revue le comportement mécanique macroscopique des

suspensions granulaires dans les différents régimes d’écoulement (frictionnel ( 3 3.5), hydrodynamique ( 5 3.6), collisionnel ( 3 3.7)). Un dernier paragraphe ( Q 3.8) est consacré aux écoulements à surface libre au sein desquels peuvent notamment se développer des régimes intermédiaires (frictionnel-collisionnel ou frictionnel-visqueux).

3.2 Les interactions entre particules 3.2.1 Généralités Lorsque la concentration solide est grande, des contacts indirects (lubrifiés) prennent place tant que les particules en mouvement relatif les unes par rapport aux autres restent séparées par de fines couches de fluide interstitiel. Dans ce cas, les dissipations d’énergie liées aux mouvements du fluide dans ces couches sont beaucoup plus grandes que celles résultant des mouvements du reste du fluide ( c t Q 2.3.4). En outre lors du mouvement relatif de deux particules très proches, la force de répulsion hydrodynamique s’opposant au rapprochement des deux particules est prédominante ( c j 8 2.6). En fait, compte tenu des incertitudes qui subsistent vis-à-vis des évolutions de la configuration des particules au sein d’une suspension concentrée, on ne sait pas si c’est la somme des dissipations résultant des forces répulsives qui est effectivement

Chapitre 3 - Les suspensions dures

103

prédominante. La distribution des particules dans l’espace peut en effet évoluer d’ellemême de façon à minimiser la dissipation d’énergie résultant de certains mouvements. Quoi qu’il en soit, l’écoulement impose des mouvements relatifs qui conduisent nécessairement à des dissipations visqueuses importantes et, si ce type de mouvement relatif n’est pas essentiel, un autre type de mouvement aux conséquences énergétiques analogues le remplace probablement. I1 est donc commode de supposer en première approximation que ces répulsions constituent l’effet hydrodynamique majeur au sein d’un tel écoulement. Lorsque deux particules se rapprochent, la force hydrodynamique tend théoriquement vers l’infini (éq. 2.14) si les particules sont parfaitement lisses et entrent à terme en contact direct, mais on a vu ( c j Q 2.6.1) qu’il est raisonnable de limiter cette force à la valeur maximale ( 4,) correspondant à la rugosité des particules E : on admet en effet que les particules ne peuvent pas s’approcher à une distance moyenne inférieure à E [ 11. On peut donc aussi supposer en première approximation qu’un contact direct a lieu entre les deux particules lorsque la distance qui les sépare est en moyenne de l’ordre de E . Compte tenu de l’importance de cette force de répulsion, les contacts directs ne peuvent se produire que si une force suffisante tendant à les rapprocher leur est appliquée. On peut ainsi induire un frottement si des efforts prolongés sont exercés sur les particules, c’est le cas notamment au sein d’une suspension granulaire qui s’écoule lentement sous l’effet de la gravité, les particules s’appuyant au moins momentanément les unes sur les autres. On peut aussi induire des collisions si les particules sont suffisamment agitées au sein de la suspension, dans ce cas la force (normale) additionnelle permettant le rapprochement, résulte de la transmission de quantité de mouvement entre les particules à travers toute la suspension. Dans les deux cas, tout se

passe comme si une pression supplémentaire (granulaire), équivalente à une pression osmotique, s’exerçait au sein de la suspension.

La principale différence entre les deux types de contact direct réside dans leur durée : le temps caractéristique d’un contact collisionnel est très petit par rapport au temps caractéristique de l’écoulement ( qz= I / ? ) alors que le temps caractéristique d’un contact frictionnel est du même ordre que T,. Quoique les mécanismes physiques élémentaires relatifs à ces deux contacts soient à peu près les mêmes, leurs effets à l’échelle des particules sont très différents : la brièveté du contact collisionnel permet de considérer qu’il s’agit principalement d’un échange de quantité de mouvement. Par conséquent, la loi de contact est recherchée sous la forme d’une relation entre les quantités de mouvement relatives avant et après le choc (cj 0 3.5). À l’opposé, la durée du contact frictionnel conduit à s’intéresser aux efforts transmis entre particules tant que le contact est maintenu. Dans ce cas, la loi de contact est formulée sous la forme d’une relation entre forces normale et tangentielle.

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

104

Corps solide 1

I I I I I I

I I I I I l

I I I I I I

I I I I I I

I I I I

’ I I I

I I I I I

l I l I I

Corps solide 2

Surface de contact (en projection)

Fig. 3.1 : Aires apparente et réelle de deux corps en contact. La surface de chaque corps

exposée au contact notre échelle d’observation est l’aire apparente de contact. Au niveau microscopique seules un certain nombre d’aspérités sont en contact, l’aire réelle est la somme des surfaces correspondantes. On a représenté cette aire réelle en projection sur un plan. Lorsque les déformations locales induites par le contact sont essentiellement plastiques, l’aire réelle de contact est proportionnelle à la force normale appliquée (ce qui explique la loi de Coulomb). D’après [51].

3.2.2 Les contacts frictionnels Un des aspects importants du contact frictionnel est le fait que les surfaces des deux particules se touchent pendant une durée assez longue. Comme l’illustre la figure 3.1, même sur des surfaces parfaitement usinées, un contact réel ne se produit qu’en un nombre limité d’aspérités et la distance entre les atomes ou molécules des éléments de surface correspondants est si faible que ceux-ci interagissent par le biais de forces attractives (interactions de van der Waals, parfois liaisons métalliques, ioniques, etc.) [2]. Dans le domaine des températures usuelles, les deux mécanismes (à l’échelle microscopique) du frottement sont (cf Fig. 3.2) : (i) l’adhérence due aux forces attractives, (ii) le cisaillement des jonctions [ 3 ] .Notons toutefois que dans de nombreux cas d’intérêt pratique, ces deux mécanismes sont perturbés par d’autres phénomènes (influence d’éventuelles forces de mouillage liées 2 la présence de vapeur, altération physico-chimique des surfaces par oxydation ou adsorption de polymères, usure des surfaces, influence du fluide ambiant, etc.) et que le comportement microscopique est alors bien plus complexe [4, 51.

À l’échelle des particules, une loi de contact qui permet de décrire correctement un grand nombre de situations est la loi de Coulomb, qui énonce que, lorsqu’il y a glissement entre deux corps, alors les composantes normale et tangentielle de la force de

Chapitre 3 -Les suspensions dures

105

réaction (respectivement N et T ) sont proportionnelles (roulement avec glissement, frottement glissant) :

T=jN

(3.1)

avec f le coefficient de frottement coulombien, généralement compris entre 0, 1 et 0,5 pour des métaux se frottant l’un contre l’autre, entre 0,05 et 1 pour des polymères et entre 0,05 et 0,5 pour des céramiques. Lorsqu’il n’y a pas glissement (c’est-à-dire que la vitesse relative des surfaces solides au point de contact est nulle), alors la composante tangentielle doit être inférieure à la composante normale (roulement sans glissement, frottement adhérent) :

TlJW

(3.2)

Dans ce cas, la force de frottement ( T ) peut être déterminée à partir de l’équation de conservation du moment cinétique (loi fondamentale de la dynamique des corps rigides).

Xf4 Fig. 3.2 : Représentation schématique d’un glissement élémentaire sur une aspérité. Dans la phase 1) le contact se forme, on observe essentiellement des déformations élastiques ou plastiques des deux corps qui ne s’interpénètrent pas. Au cours de la phase 2) des liaisons adhésives se développent au niveau des zones en contact. La phase 3) correspond à la séparation des zones en contact : les jonctions sont cisaillées, des régions jusqu’alors comprimées peuvent se détendre (déformations élastiques).D’après [5I].

Les formules ci-dessus sont des représentations très simplifiées des processus réels. On peut ainsi se demander si le coefficient de frottement f est constant. De nombreuses expériences ont été réalisées mais leurs conclusions sont contradictoires. Un phénomène important a notamment été mis en évidence, il s’agit de l’intermittence du frottement : le mouvement relatif se produit par saccades avec des alternances de phases de frottement adhérent et de frottement glissant (stick-slip). I1 est donc très difficile de réaliser des expériences à vitesse constante car il faut sans cesse réajuster la vitesse, ce qui induit des effets inertiels perturbateurs des mesures [6]. Les recherches actuelles tendent à montrer que les mécanismes intervenant dans le frottement sont complexes et dépendent de la vitesse de glissement [7]. Dans le cadre de notre exposé, et compte tenu des gammes de

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

106

vitesses et de forces rencontrées dans la plupart des écoulements naturels, il est suffisant de supposer que la loi de Coulomb exprimée par les équations (3.1) et (3.2) reflète bien les caractéristiques du frottement sec entre deux surfaces solides.

3.2.3 Les contacts collisionnels Le contact collisionnel est un contact très bref, au cours duquel un certain nombre de mécanismes plus ou moins complexes (déformation élastique, parfois plastique, propagation d’ondes, frottement, etc.) interviennent en fonction de la géométrie de l’impact, de la nature des particules, et de la vitesse relative. Nous commencerons par étudier le cas le plus simple d’une collision parfaitement élastique, qui est à peu près bien maîtrisée et dont les mécanismes de base sont encore en action dans des situations plus complexes.

3.2.3.1 Choc purement élastique Considérons la collision de deux corps sphériques identiques (de rayon R ) sans vitesse de rotation propre et animés de vitesses colinéaires. En s’appuyant sur la théorie du contact élastique de Hertz, on montre que le contact collisionnel implique une déformation élastique de la surface des particules à proximité immédiate du point d’impact ( c j Fig. 3.2). On peut alors distinguer une phase de compression suivie d’une phase de recouvrement (décompression). On peut déterminer la force instantanée de réaction ( F ) entre les deux particules (de masse m ) en fonction de leur module élastique ( E ) et du déplacement relatif (6 ) de leurs centres par rapport à leur position ( 6 = O à r = O ) lors du premier contact [8] : (3.3) En négligeant la pesanteur et en intégrant directement l’équation de conservation de la quantité de mouvement dans le repère attaché à l’une des deux particules ( F = md2 6/d t’ ), on trouve :

où M = ,/Ï?E/m. Les particules se compriment donc l’une sur l’autre puis se séparent a nouveau au bout d’un temps t< qui est la durée de la collision. On déduit d’abord de (3.4) que la vitesse juste à la fin de l’impact ( y = (d6/dt),=r,) est l’opposée de la vitesse initiale

vt = - y

= (&/dt)r=, :

(3.5)

107

Chupitre 3 -Les suspensions dures

La compression maximum (6!?!)est obtenue à partir de (3.4) en écrivant qu’à ce moment-là la vitesse de déplacement s’annule. On obtient :

6

~

V4/5

(3.6)

De plus on peut calculer la durée du contact : (3.7)

3.2.3.2 Effets inertiels La théorie ci-dessus correspond à une situation idéale. Une collision est en fait un processus dynamique induisant une grande vitesse de déformation et donc des effets inertiels sous la forme d’ondes de contrainte (élastique) qui se propagent à travers le matériau. La théorie ci-dessus suppose que ces ondes ont le temps de parcourir et de se réfléchir plusieurs fois contre les surfaces de particules, ce qui implique que tout se passe comme si elles étaient stationnaires et les effets inertiels sont négligeables. Dans le cas contraire, il faut ajouter un terme inertiel dans l’équation de conservation de la quantité de mouvement, ce qui modifie les calculs précédents ci-dessus. Sachant que la vitesse de propagation des ondes élastiques vaut à peu près y, = où p,, est la masse volumique de la particule, le temps caractéristique de propagation d’une onde dans une particule est t , = 4R/ V, . Les effets inertiels sont donc négligeables à partir du moment où le rapport t, /t,, est grand devant 1 (critère de Love) [8]. Par exemple, pour un matériau tel que de l’acier ( E est de l’ordre de 2.1011 Pa), la vitesse de propagation des ondes est de l’ordre de 5000 m/s. Pour que le temps de la collision soit bien supérieur à la durée d’un aller et retour des ondes, la vitesse d’impact doit être inférieure à 20 cm/s. Notons que ces calculs ne sont valables que pour des sphères isolées. Dès lors que l’une des billes entrant en collision est déjà en contact avec d’autres billes ou un autre matériau, la propagation des ondes élastiques est considérablement modifiée (il n’y a plus nécessairement installation d’ondes stationnaires dans les billes). Cela explique que dans certains cas, le rebond n’existe pas ou bien le recouvrement des déformations élastiques n’est pas complet [9] .

3.2.3.3 Seuil de plasticité Pour que le calcul effectué dans le cadre de la théorie de Hertz soit valable, il faut que les déformations soient bien comprises dans le domaine élastique. En comparant la pression maximale atteinte à la fin de la phase de compression et le seuil de plasticité Y , on montre que les déformations restent élastiques tant que la vitesse avant impact est inférieure à une valeur critique [SI :

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

108

Si l’on reprend l’exemple de l’acier ( Y est de l’ordre de lo9 Pa), on trouve que la vitesse doit être inférieure à 5 cmis. Dès qu’on entre dans le domaine des déformations plastiques, il n’y a plus recouvrement de toute l’énergie élastique emmagasinée durant la phase de compression et de ce fait, les vitesses initiale et finale ne sont plus égales en module. On remplace alors l’équation (3.5) par une équation similaire, où l’on a introduit un coefficient dit de restitution ( e )qui est lié aux dissipations plastiques :

(3.9)

=-eV,

où e peut être exprimé de la manière suivante [8]

[

I”

e = 1,5 ppc’E4

(3.10)

Dans le cas de particules différentes, les vitesses relatives doivent être remplacées par les quantités de mouvement relatives dans l’équation (3.9). On notera la décroissance relativement faible du coefficient de restitution avec la vitesse d’impact, puisqu’en multipliant la vitesse par 100 (par rapport à la vitesse critique donnée par (3.8)),celui-ci varie de 1 à 0,32.

3.2.3.4 Rotation des particules Comme on vient de le voir, la géométrie de contact la plus simple conduit à un résultat également très simple (éq. 3 . 5 ) , mais qui cache déjà des mécanismes élémentaires complexes. Lorsqu’on étudie l’influence de la rotation propre des particules, l’analyse théorique à l’échelle microscopique est rendue difficile du fait de la concomitance de zones de contacts frottants adhérant et glissant au niveau de la surface de contact [ 10, 111 . L’état de contraintes est alors fonction de l’histoire de la déformation et donc des conditions initiales, ce qui rend impossible la formulation d’une loi de contact simple. Pour s’affranchir de ces difficultés, plusieurs auteurs ont proposé des lois de contact phénoménologiques ou empiriques (directement calées sur les expériences). Les lois phénoménologiques, même les plus robustes [ 12-14], souffrent de petites lacunes ; elles sont par exemple incapables de prédire les inversions de vitesse de rotation propre (un des effets dont se servent les joueurs de tennis lors de renvois de balle liftée) observées à faible vitesse tangentielle. Aussi, à l’heure actuelle, ce sont surtout des formulations empiriques qui sont utilisées. Dans le modèle le plus couramment utilisé, celui de Maw et al. [ 151, deux coefficients empiriques sont introduits : le coefficient de restitution normale ( e ) utilisé dans une formulation analogue à (3.9) liant les vitesses avant et après

Chapitre 3 -Les suspensions dures

109

collision, et le coefficient de restitution tangentielle (Po) utilisé dans une équation liant les moments cinétiques (c, et c i ) avant et après collision :

nxc, =+“nxc,

(3.1 1 )

où n est le vecteur unitaire joignant les centres des particules. On montre que la loi de contact peut s’écrire sous la forme d’une fonction linéaire par morceaux en fonction des vitesses normale, tangentielle, et de rotation propre avant collision. Notons que les équations (3.8) et (3. lo), quoique rigoureusement similaires sur le plan mathématique, recouvrent des réalités physiques différentes. La première est obtenue à partir d’un bilan énergétique durant le contact collisionnel (notamment la vitesse après impact est une fonction non-linéaire de la vitesse avant impact puisque le coefficient de restitution dépend de la vitesse) alors que la seconde est obtenue par calage de données expérimentales. Les lois de contact pour d’autres géométries de collision (collision à trois corps par exemple) sont encore assez mai connues.

3.2.3.5 Effets élastohydrodynamiques

Les développements ci-dessus supposent que le contact des deux particules solides a lieu dans le vide. Lorsque le fluide interstitiel est visqueux, une force de répulsion hydrodynamique tend à empêcher le contact de se produire au point qu’un tel phénomène ne survient que si l’énergie propre des particules est suffisamment grande. Néanmoins, la déformation du fluide interstitiel lors du rapprochement des particules peut avoir une influence significative sur les caractéristiques de la collision. Pour décrire correctement ces phénomènes, i l faut déterminer les champs de contraintes et de vitesses, à la fois au sein du fluide interstitiel et au sein des particules. Ceci conduit à des calculs relativement complexes que nous ne décrirons pas ici. Les résultats existants dans ce domaine montrent que les caractéristiques du choc dépendent de deux nombres adimensionnels : le nombre de Stokes (Si= K p o r ) , dont nous donnerons une définition formellement analogue dans le cadre de l’étude du couplage des phases, et le nombre de Davis (1A ). Ce nombre quantifie l’importance de la déformation des particules induite par la collision : celle-ci est significative lorsque l’ordre de grandeur de la distance (minimum) entre les surfaces des particules ( E ) est très inférieur à la déformation induite par l’effort maximum (répulsion hydrodynamique) qui s’exerce entre ces particules lorsqu’elles sont séparées d’une distance de l’ordre de E . En supposant que le contact est en fait un choc purement élastique on peut calculer la déformation maximum ( ) induite par le contact directement à l’aide de l’équation (3.3) et l’on obtient : (3.12)

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

110

En particulier, Lian et al. [ 161 ont montré qu’il y a rebond uniquement dans un certain domaine de valeurs de ces nombres adimensionnels :

Sr > -0,521n25 Dct

(3.13)

Les calculs de divers auteurs permettent en outre d’estimer la valeur du coefficient de restitution en fonction des nombres de Stokes et de Davis [ 16, 171.

3.2.3.6 Distinction entre collision et frottement Dans une suspension granulaire en écoulement, lorsque la durée d’un contact frictionnel est du même ordre que la durée d’une collision, il devient difficile de distinguer ces deux types d’interaction. Ceci se produit lorsque le rapport (Cf ) du temps approximatif de contact collisionnel (tc) donné par (3.7) et du temps de contact frictionnel moyen, qui est de l’ordre du temps de passage d’une particule à côté d’une autre ( l / y ), devient plus grand que 1, avec :

12”

ci= (PR:? -

(3.14)

3.3 Propriétés physiques des suspensions granulaires Dans l’introduction de ce chapitre, nous avons suggéré que les contacts au sens large au sein d’une suspension granulaire jouent un rôle fondamental au cours d’un écoulement du fait de la forte concentration solide. Nous proposons d’aller plus loin en donnant une définition plus précise d’une suspension granulaire : il s’agit du mélange d’un fluide et de grains non colloïdaux en concentration suffisamment grande pour qu’il existe un réseau de contacts intergranulaires traversant de part en part le mélange. C’est principalement l’existence de ce réseau de contacts, mettant en jeu des interactions souvent fortes entre particules, qui confère aux écoulements granulaires un certain nombre de caractéristiques distinctives très importantes [ 181. Les suspensions granulaires possèdent en effet de nombreuses propriétés physiques remarquables, qui font actuellement l’objet d’abondants travaux. Nous nous intéressons ici principalement à trois d’entre elles qui jouent un rôle essentiel vis-à-vis du comportement d’ensemble de la suspension. I1 s’agit d’abord de la dilatance et du caractère biphasique possible de ces suspensions. Nous examinons ensuite le phénomène de ségrégation au sein de ces milieux. De nombreux autres phénomènes physiques spécifiques 2 ces milieux, comme les effets de voûte, les avalanches de grains de surface, les frustrations des rotations, etc., ne seront pas abordés dans ce chapitre et le lecteur intéressé par ces problèmes est renvoyé à des ouvrages spécialisés [ 191.

Chapitre 3 -Les suspensions dures

111

3.3.1 Seuils de concentration 3.3.1.1 Origine du premier seuil de concentration L’existence d’un réseau de contacts est principalement due à des contraintes géométriques d’encombrement de l’espace : lorsque dans un volume fini, on place un nombre croissant de particules, il arrive un moment où nécessairement un réseau de particules en contacts se forme et traverse de part et d’autre tout le volume. Notons que ce réseau ne correspond pas nécessairement à un assemblage statique. Au cours d’un écoulement, les particules peuvent se séparer et entrer en contact avec d’autres, formant ainsi à chaque instant un nouveau réseau. Quelles que soient les conditions dans lesquelles on observe la distribution des particules, il existe donc une concentration critique (Q , ] . Qc

3.3.1.2 Valeurs du seuil de concentration L’arrangement cubique est la structure cristalline compacte la plus lâche possible, c’està-dire associée à la plus faible concentration solide (n/6 pour des sphères). Les particules sont alors situées les unes derrière les autres le long de lignes parallèles, ellesmêmes alignées dans des plans parallèles. Supposons que l’on impose à ce réseau un cisaillement simple dans une direction perpendiculaire à l’un de ces plans. On comprend bien dans ce cas que les particules entrent en contact régulièrement au cours du

I12

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

mouvement et forment un réseau continu d’un bout à l’autre de l’échantillon. Cependant, ce réseau continu n’existe que périodiquement au cours du cisaillement simple, lorsque les centres des particules se trouvent le long de plans perpendiculaires à la direction d’écoulement et passant par les centres des particules situées au-dessous et au-dessus d’elles. Le reste du temps, la distance entre les centres de particules voisines de couches adjacentes est du même ordre que leur rayon et les contacts ne sont donc même pas lubrifiés. En revanche, si on admet que les couches adjacentes peuvent se rapprocher lors du mouvement (les billes de la couche supérieure s’avançant dans l’intervalle entre deux billes de la couche inférieure), le réseau de particules en contact se maintient mais la concentration solide augmente et atteint par exemple celle d’une structure cubique face centrée (x/3fi ) qui correspond a priori à la concentration maximale d’une suspension de billes identiques. En admettant que l’arrangement des particules reste cristallin quelles que soient les conditions d’écoulement, on en déduit que la concentration solide peut osciller entre les deux valeurs ci-dessus selon les conditions d’écoulement et l’arrangement des particules. En pratique, un mélange de grains évolue rarement dans ces conditions idéales, la distribution des particules est aléatoire et l’image proposée ci-dessus ne représente pas réellement la structure interne du matériau en cours d’écoulement. Le caractère aléatoire de la distribution des particules induit une diminution de la concentration solide mais il est difficile de quantifier plus précisément ce phénomène. On peut donc s’attendre a priori simplement à ce que les bornes de concentration critique correspondant à la formation d’un réseau de contacts soient abaissées (par rapport aux bornes ci-dessus) lorsque le mélange des particules est aléatoire. Par ailleurs, le caractère dynamique du seuil le rend dépendant non seulement de l’arrangement des particules solides mais également des caractéristiques de la phase fluide. Notamment, si les contacts indirects (lubrifiés) sont prédominants, le calcul de la concentration critique liée 2 l’apparition du réseau de contact doit également tenir compte de l’épaisseur du film interstitiel ; il faut alors s’attendre à des valeurs de seuil légèrement inférieures à celles citées ci-dessus du fait de ce phénomène. II devient extrêmement difficile de prédire en théorie le seuil de concentration lorsque l’on a affaire à des grains de distribution granulométrique ou de forme complexes. Diverses valeurs critiques empiriques ont été proposées. À partir d’une synthèse de résultats de simulations numériques d’écoulements granulaires secs en cisaillement simple composés de disques ou de sphères (d’une seule taille), Lun et Bent [20] ont suggéré que le seuil de percolation ci-dessus est atteint pour une concentration solide = .n/4 pour des disques, et Cp, = x/6 pour des sphères. Notons qu’il s’agit alors d’une valeur moyenne concernant des mélanges aléatoires. Par ailleurs, à partir d’expériences numériques sur la stabilité d’empilements de sphères (à gravité nulle) Onoda et Liniger [21] ont proposé +< = 0,551. Enfin, de nombreux auteurs ont constaté des transitions brutales de comportement (se manifestant par exemple par un minimum apparent dans les rhéogrammes) lors d’expériences de cisaillement simple sur différents +(

Chapitre 3 - L e s suspensions dures

113

mélanges de particules sphériques [22 à 241 ; la valeur de concentration correspondante se situe entre 0,49 et 0,52.

3.3.1.3 Concentration d’entassement maximal La concentration d’entassement maximal aléatoire ( @ m ) , c’est-à-dire sans aucun ordre particulier, est un peu mieux connue (si l’on néglige d’éventuels effets du fluide interstitiel) que la concentration critique @< . Pour un mélange de particules sphériques de même taille, @* vaut environ 0,635 [25]. Si l’arrangement des particules est cristallin, on peut obtenir des valeurs de @, plus élevées.

Fig. 3.3 : Variation de la concentration d’entassementmaximal d’un mélange bimodal en fonction de 4 pour différentes valeurs de 5 .

Pour des mélanges bimodaux (c’est-à-dire composés de particules de deux tailles), les résultats théoriques ne concordent pas. On présente par exemple sur la figure 3.3 les prédictions de @,,, en fonction du nombre d’aspect 5 (rapport des diamètres) et de la proportion de petites billes 5 d’après le travail de Gondret et Petit [26]. Les courbes de concentration solide obtenues possèdent un minimum, ce qui implique que deux distributions granulométriques permettent d’obtenir le même empilement optimal. On constate aussi qu’il est en théorie possible d’augmenter la concentration solide de manière importante en jouant sur les deux paramètres 5 et 5 . On peut ainsi obtenir des concentrations solides supérieures à 0,8 si 5 =10 et 5 =20%. La concentration maximale possible (@,) est obtenue pour un nombre d’aspect infini. Dans ce cas, on peut combler les espaces laissés vides par les grosses particules avec

114

Rhéophysique des pûtes et des suspensions

des petites particules réparties selon une configuration maximale, on obtient donc : $- = 0,635 + (1- 0,635).0,635=0,87.

Fig. 3.4 : Simulation numérique d’une distribution de forces au sein d’un arrangement de sphères [32].

En pratique, de telles concentrations sont difficilement observables compte tenu du tri granulométrique qui intervient au cours du mélange ; ce phénomène agit d’autant plus rapidement que le nombre d’aspect est supérieur au nombre d’Apollon [27] : 6,. = &/(2 - ,/? ) = 6,46 qui correspond au diamètre critique d’une petite bille pour qu’elle puisse pénétrer dans l’interstice formé par trois sphères en contact.

1 IS

Chapitre 3 -Les suspensions dures

Le calcul de la concentration d’entassement maximal (Q-) est encore plus délicat pour des mélanges impliquant N > 2 tailles de particules. Toutefois, en supposant que l’on ajoute successivement des billes d’une taille très inférieure à la taille de toutes les autres, par le même raisonnement que ci-dessus, on obtient une relation simple de récurrence [28] :

(3.15) entre les concentrations maximales correspondants aux mélanges de N et N - 1 tailles de particules. Avec Q- (1)=0,635, on a ensuite Q- (2)=0,866, Q- (3)=0,982, 9- (4)=0,999 et Q- (5)=1. Cette procédure permet d’estimer grossièrement (en la surestimant) la concentration d’entassement maximal. La forme des grains a également une influence sur la concentration d’entassement maximal. Ainsi, la valeur obtenue pour un mélange de polygones réguliers à y1 côtés est inférieure à celle obtenue avec des disques ($-=0,84) : pour n=3, on a constaté expérimentalement : 4- -0,78 mais pour y1 = 15 : $- =0,82 [27]. Pour des mélanges composés de grains de forme quelconque et de granulométrie étendue, la concentration d’entassement maximal ne peut être déterminée qu’empiriquement [29].

3.3.2 Le réseau de contacts De même que l’on connaît assez mal les évolutions de la valeur de la concentration critique en fonction des caractéristiques de l’écoulement, on dispose de peu d’éléments concernant la nature du réseau de contact. Quelques expériences ont cependant permis de visualiser directement le réseau de particules en contact, par photoélasticimétrie [30] ou 2 l’aide de simulations numériques [31, 321 sur des empilements de particules en contact direct soumis à de faibles déformations (compression simple). Ces expériences montrent une répartition hétérogène des forces au sein du mélange (cf Fig. 3.4) : il existe des cheminements privilégiés des forces de contact à travers le réseau ; les particules participant à ces chaînons de force sont dites compktentes car ce sont elles qui supportent la plus grande partie des efforts. À côté de ces chaînons principaux, il existe des branches secondaires de contacts où l’ordre de grandeurs des forces mises en jeu est nettement plus faible et leur distribution plus étalée ; la fraction de particules impliquées est alors ditefragile. Les forces normales ( A ’ ) pour la fraction compétente apparaissent ainsi distribuées sur la moitié d’une décade tandis qu’elles s’étalent sur plusieurs décades pour la fraction fragile. Aux plus grandes déformations, la distribution des chaînons de force au sein du réseau de contacts subit d’importantes modifications en moyenne, la fraction compétente disparaît et les forces sont transmises de manière diffuse mais relativement homogène à travers les chaînons [33].

116

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

3.3.3 La dilatance L’existence d’un réseau de particules rigides en contact direct a des conséquences importantes sur le mouvement des grains. Ainsi, pour un milieu granulaire suffisamment dense, il n’est pas possible d’imposer un cisaillement simple sans modifier le volume occupé globalement par les particules car celles-ci se réarrangent dans l’espace (c$ Fig. 3.5). I1 s’agit ici du phénomène de dilatance déjà évoqué plus haut. La dilatance ne doit pas être confondue avec la compressibilité d’un matériau ou la dilatation (d’origine thermique). Par exemple, un solide élastique est généralement compressible ; pour autant, au cours d’un cisaillement simple, son volume ne change pas. Elle ne doit pas non plus être confondue avec la notion de comportement dilatant que l’on trouve parfois dans la littérature technique, et qui est synonyme de rhéoépaississement (c$ Q 1.5.5). Puisqu’elle peut être reliée à l’existence d’un réseau continu de contacts entre grains qui correspond à notre définition d’une suspension granulaire, la dilatance est une caractéristique intrinsèque de ces matériaux.

Fig. 3.5 : Mise en évidence de la dilatance intervenant lors du cisaillement d’un milieu granulaire concentré. Les billes sont supposées ici au départ dans une configuration d’entassement optimal. Lorsqu’on impose un mouvement relatif des deux couches de billes parallèles, celles-ci doivent s’écarter quelque peu. Ceci induit une dilatation du volume de l’enveloppe de la matière solide. La quantité de solide reste constante mais, si le fluide interstitiel a tendance à pénétrer le réseau de grains, ceci induit une variation de volume total si ce fluide interstitiel est disponible aux frontières de la suspension.

La dilatance peut donner lieu à des résultats expérimentaux très surprenants voire paradoxaux. C’est le cas de l’expérience de Reynolds [34] en 1885. On place un mélange dense de sable dans un ballon élastique et on sature d’eau le mélange. L’orifice du ballon est relié à un tube à essai dans lequel un niveau témoigne du volume d’eau contenu dans le ballon (cJ:Fig. 3.6). En écrasant ou plus généralement en déformant le sac, on note que, contrairement à l’intuition qui incite à penser que la pression appliquée doit tendre à refouler une partie de l’eau hors du ballon, celle-ci est au contraire aspirée vers l’intérieur. L’explication physique est pourtant très simple : en pressant le ballon, on déforme le réseau de grains qui se dilate donc. Le volume global de l’échantillon

Chapitre 3 -Les suspensions dures

117

augmente donc et, comme le volume réel occupé par la phase solide est constant, c’est le volume de la phase liquide qui doit augmenter. La dilatance est d’autant plus marquée que le milieu est dense. Elle apparaît nettement dans les essais de cisaillement réalisés au triaxial (c$ 5 3.5) sur des échantillons denses à faible taux de cisaillement. Ce phénomène a été également mis en évidence lors d’expériences réalisées avec des rhéomètres annulaires. Le volume de l’échantillon augmente avec la vitesse de cisaillement. Ceci s’explique assez bien physiquement : plus la vitesse d’une particule est grande, moins celle-ci a le temps de tomber dans une dépression formée par les particules d’une couche sous-jacente. La variation relative de volume (AQ/Q ) induite par les phénomènes de dilatance est limitée car la concentration solide doit rester dans la plage [Qc,Q,,,] pour que la suspension reste granulaire. AQ/Q est en général de l’ordre de quelques pour cent.

Fig. 3.6 : Expérience de Reynolds illustrant la dilatance d’un milieu granulaire. On place dans un récipient à parois déformables (ballon de baudruche) du sable saturé en eau. Le niveau d’eau dans la colonne indique la quantité d’eau contenue dans le récipient. Lorsqu’on comprime le récipient on s’attend à ce que le niveau d’eau augmente, l’eau s’extrayant du ballon sous l’action des pressions exercées. Au contraire, le niveau d’eau diminue. Ceci résulte du fait que les grains s’écartent quelque peu les uns des autres pour se mouvoir les uns par rapport aux autres, ce qui augmente le volume de pores et donc le volume d’eau nécessaire à leur remplissage.

3.3.4 Couplage des phases 3.3.4.1 Généralités À l’échelle des particules, une suspension granulaire est biphasique d’un point de vue physique dans le sens où elle est composée de deux phases distinctes. Toutefois, à

118

Rhéophysique des pâtes et des suspensions

l’échelle macroscopique, elle peut, comme les suspensions envisagées au chapitre 2, avoir un comportement mécanique d’ensemble semblable à celui d’un milieu monophasique. Ce n’est plus le cas en général lorsque les deux phases ont des comportements partiellement indépendants. Nous proposerons plus loin (c$ $ 3.4.2) un critère permettant de mieux cerner les conditions pour lesquelles ceci peut se produire. L’influence de la pression du fluide interstitiel n’est cependant pas explicitement prise en compte dans ce critère et nous nous intéressons ici à quelques écoulements granulaires pour lesquels cette pression joue un rôle notable sur le comportement d’ensemble de la suspension. En suivant la démarche de Batchelor [35] on peut décomposer l’expression (2.2) en un terme relatif au volume fluide et un terme relatif au volume des particules. En utilisant la définition de la contrainte locale au sein du fluide interstitiel newtonien (éq. 1.41), puis en regroupant certains termes, on obtient la forme générale suivante [ 181 : C = -poi + 2poD+ Cl>

(3.16)

où pa est la pression (interstitielle) au sein du fluide, D le tenseur des taux de déformation moyen et E,, un tenseur des contraintes résultant strictement des interactions entre particules. On trouvera par exemple l’expression générale de ce tenseur dans [ 181. Notons qu’à la différence de la décomposition proposée au paragraphe 2.2, un terme relatif au cisaillement du fluide interstitiel soumis au cisaillement moyen en l’absence des particules est ici isolé. La détermination de C p s’avère ensuite relativement délicate, il faut tenir compte des différents types d’interaction possibles entre particules et surtout de leur configuration et de ses évolutions au cours de l’écoulement ( c j chap. 2). Nous n’irons pas plus loin dans la discussion de ces problèmes. Notons cependant que l’expression (3.16) nous fournit déjà un résultat fort utile : on peut séparer, au moins formellement, l’influence, sur la loi de comportement, du fluide interstitiel de celle du squelette granulaire. Ce résultat est a priori valable quel que soit le régime d’écoulement de la suspension granulaire et correspond au principe de Terzaghi utilisé depuis longtemps en mécanique des sols [36]. Dans ce cadre, le terme de contrainte résultant du cisaillement du fluide interstitiel (second terme de (3.16)) est négligé (à juste titre puisqu’on a affaire à des milieux se déformant lentement) et l’on réécrit (3.16) sous la forme :

c =-POI+ 2

(3.17)

où c’, qui est en fait égal à C l > , est appelé tenseur des contraintes effectives (en mécanique des sols).

119

Chapitre 3 -Les suspensions dures

3.3.4.2 Influence de la pression du fluide interstitiel

Considérons l’écoulement permanent uniforme (cf. Annexe 3. I ) d’une suspension granulaire en régime frictionnel (cf. Q 3.5) sur un plan incliné infiniment large et long de pente i. On peut alors déduire des équations du mouvement les expressions (3.64) et (3.63) de la pression moyenne ( p ) au sein du mélange (en négligeant la pression atmosphérique) et de la contrainte tangentielle (‘c ). Par ailleurs l’équation (3.17) nous donne dans ce cas particulier :

p = p0 + (3’

(3.18)

où O’ est la contrainte normale (ici une pression) effective. La contrainte tangentielle effective est quant à elle identique à la contrainte tangentielle du mélange. Par ailleurs, en supposant que les mouvements de fluide moyens au sein du mélange sont négligeables, les équations du mouvement pour un filet fluide s’étendant à travers tout le mélange nous fournissent l’expression de la pression au sein du fluide interstitiel (formellement analogue à celle de la suspension) :

On déduit de (3.18) et (3.19) ainsi que de la définition de la masse volumique moyenne :

P = $P,> +(i-$)Po)

(3.20)

l’expression développée de la contrainte effective normale : 0’ = p’ g(h -

y)cos i

où p’ =

- po) est la masse volumique dite déjaugée.

(3.21)

On peut supposer en première approximation que la loi de Coulomb s’applique visà-vis du squelette granulaire. On appelle alors angle de frottement interne cp tel que tan9 = f ( c j (3.39)). Dans ces conditions, on constate d’après l’équation (3.21) que l’effet du fluide interstitiel est d’alléger la pression au sein du squelette granulaire, ce qui a pour effet de diminuer les frottements freinant les mouvements relatifs des grains, et donc d’accroître la capacité du mélange à s’écouler sur des plans inclinés. Plus précisément, lorsqu’il y a écoulement, on doit avoir ‘c =so’, ce qui, compte tenu de (3.63) et (3.21), conduit à : (3.22)

I1 n’y a donc qu’une inclinaison possible pour laquelle un écoulement granulaire permanent uniforme en régime frictionnel puisse prendre place. Ainsi, pour un sable fin homogène d’angle de frottement interne cp =35” et de masse volumique p,=2700 kg/m3

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

la pente d’écoulement est i=cp =35” dans de l’air, i=19” dans de l’eau, et de i=15” dans du glycérol. Cela explique de manière générale qu’un mélange saturé d’eau (par un exemple un glissement sous-marin) puisse s’écouler sur des pentes bien plus douces qu’une suspension granulaire sèche (un écroulement rocheux sous l’atmosphère par exemple). Remarquons enfin que le résultat obtenu (en termes de pente d’écoulement) ne dépend pas de la hauteur de suspension, ce qui provient de la proportionnalité entre la contrainte tangentielle et la hauteur de suspension d’une part, et de la proportionnalité entre la contrainte de frottement et la contrainte normale (donc aussi la hauteur de suspension) d’autre part.

3.3.4.3 Influence d’un flux de fluide interstitiel à travers le réseau granulaire Lorsque le fluide interstitiel s’écoule à travers le squelette granulaire, c’est-à-dire lorsque la vitesse moyenne de ses éléments est très différente de celle des particules, la pression de ce fluide est plus élevée que dans le cas précédent. En effet, le squelette granulaire peut être considéré comme un matériau poreux et l’on peut donc appliquer au fluide la loi de Darcy (les phénomènes d’inertie sont négligés) : (3.23)

où p , = po +pgZ est la pression motrice au sein du fluide, Z l’altitude d’un élément de fluide par rapport à un plan horizontal fixe et k,, la perméabilité de la structure poreuse. Dans le cas général, k , est déterminé empiriquement, mais, il est bon de garder à l’esprit que, pour un matériau poreux de géométrie simple, on peut directement établir (3.23) à partir de l’équation du mouvement d’un fluide newtonien en écoulement laminaire. Ainsi, l’origine de la loi de Darcy est simplement la relation entre le débit à travers des conduites et la différence de pression à appliquer pour contrebalancer le frottement aux parois. Par exemple, dans le cas d’un milieu poreux constitué uniquement de deux plans parallèles séparés par une distance d , à partir de la relation entre le débit et la pression motrice, on montre facilement que k, = d2/12 . Ce dernier résultat fournit ainsi un ordre de grandeur de la perméabilité et exprime clairement que la perméabilité d’un matériau croît avec le carré de la taille de ses pores, toutes choses étant égales par ailleurs. Une autre formulation (similaire) de la loi de Darcy est en usage en mécanique des sols : U = -kV(p, /p,g) où k = kOpog/p,est aussi un coefficient de perméabilité qui n’est pas exprimé dans les mêmes unités. k est de l’ordre de 10-1 à 10-5 m/s pour u n matériau granulaire. Considérons le cas d’un empilement granulaire au repos à travers lequel circule un fluide (ce peut être le cas d’un sol pulvérulent). Nous pouvons réécrire l’équilibre des forces comme dans le cas précédent, ce qui nous donne encore une fois l’expression de la contrainte effective normale (3.18). Dans cette équation, la pression du fluide interstitiel n’est en revanche plus donnée par (3.19) car le fluide s’écoule sous pression,

Chapitre 3 - L e s suspensions dures

121

mais plutôt par (3.23). Dans le cas d’un écoulement à la vitesse moyenne U dans la direction Oy on trouve en intégrant (3.23) : (3.24) De (3.18) et (3.24) on déduit l’expression de la vitesse moyenne critique pour laquelle la contrainte effective s’annule : U c = P’ -k Po

(3.25)

On constate donc que des remontées d’eau à des vitesses faibles, de l’ordre de quelques cmis, peuvent menacer l’équilibre d’un sol en rendant nulles ou négatives les contraintes au sein du squelette solide. Le sol est alors sans consistance ; c’est ce phénomène qui est à l’origine des sables mouvants et des renards. Dans ce dernier cas, l’eau circule à travers la base du barrage et emporte progressivement les matériaux solides situés à l’aval du barrage. Dans le cas où le fluide interstitiel est de l’air, on peut encore avoir des effets significatifs de la pression interstitielle malgré la faible masse volumique de l’air : par exemple, dans le cas d’un sable très fin (moins de 0,3 mm de diamètre), l’écoulement dans un sablier peut être très perturbé jusqu’à devenir intermittent, voire s’arrêter [37] ; au contraire, si on injecte du sable très fin dans un tube vertical, on trouve que le débit croît linéairement avec la longueur du tube [38]. Dans ces deux cas, c’est la dépression d’air de part et d’autre de la constriction ou des embouts du tube qui commande l’écoulement. Enfin, ce phénomène est utilisé en génie des procédés dans le cas des lits fluidisés : on injecte dans un milieu granulaire un fluide qui maintient les grains en suspension, ce qui permet la réalisation de réactions chimiques. Dans d’autres cas, la pression du fluide est imposée par ailleurs en réponse à d’autres processus que ceux mentionnés ci-dessus. C’est le cas par exemple lors d’essais de compression réalisés à volume constant (essais non drainés) sur des mélanges denses, où il y a mise en pression du fluide interstitiel au fur et à mesure de la compression, puis une chute progressive de la pression qui permet ainsi de compenser la tendance naturelle du matériau à se dilater ( c j 0 3.3.3).

3.3.5 Ségrégation La ségrégation est un tri granulométnque qui s’opère, au cours d’un écoulement (cisaillement ou vibration), au sein d’une suspension granulaire avec une granulométrie étalée. On a vu (cf: chap. 4) que ce phénomène survient facilement au sein de suspensions ordinaires en écoulement. I1 est aussi très fréquent dans le cas de suspensions granulaires mais c’est en général un critère de taille qui est le paramètre-clé gouvernant la ségrégation [38], même si d’autres facteurs (densité, forme, état de surface) peuvent parfois jouer un rôle non négligeable. Dans le cas d’écoulements à

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Rhéophysique des pûtes et des suspensions

surface libre, la vitesse de ségrégation est relativement grande [39, 401. Par exemple, dans le cas d’un mélange bimodal de particules en écoulement simplement cisaillé, la vitesse de percolation verticale ( Us) est de l’ordre de [4 11 :

(3.26) où R est le rayon des grosses particules et f désigne une fonction croissante du nombre d’aspect qui varie de 0,2 à 1,4 lorsque 5 varie de 1,7 à 3,3. Les mécanismes de ségrégation sont complexes et dépendent probablement de la nature et de l’intensité du mouvement ainsi que des conditions aux limites. Pour des mouvements oscillants et pour des vitesses élevées de vibration, le mécanisme prépondérant est lié à la convection de particules alors que ce sont des critères géométriques (effets d’arche) qui semblent gouverner la ségrégation aux faibles vibrations [40]. Dans les mouvements de cisaillement, il est généralement avancé que plusieurs mécanismes interviennent 14 1 à 431 : capture (percolation entre particules) induite par la gravité, mouvements en accordéon entre particules d’une même couche, diffusion à travers des gradients de contrainte, effet de rayon de courbure, etc.

3.4 Régimes d’écoulement 3.4.1 Principaux régimes Les contacts mettent en jeu des phénomènes qui peuvent être relativement complexes (cf 9: 3.2). I1 est cependant commode, en vue d’une description des différents régimes d’écoulement des suspensions granulaires, de supposer possible de distinguer clairement trois types d’interaction (frictionnelle, lubrifiée et collisionnelle), appelés contacts du fait que nous nous intéressons ici spécifiquement aux suspensions dont la concentration solide est très élevée, et régis par des lois simples (loi de Coulomb, répulsion hydrodynamique, conservation de la quantité de mouvement). Nous nous affranchissons donc d’un certain nombre de problèmes évoqués au paragraphe 3.2, notamment, nous admettons qu’il est toujours possible de distinguer clairement un contact collisionnel d’un contact frictionnel (Cf > 1 et B,, > 1 et B,, >> 1, les collisions sont alors a priori prédominantes au sein de l’écoulement. Il faut en outre que l’influence de la phase fluide soit clairement négligeable (St>>l).Ce régime a aussi été qualifié d’inertiel [46]. En pratique, un tel régime peut prendre place dans deux situations différentes. Pour des concentrations supérieures à la concentration critique $ ( , les contacts frictionnels peuvent transmettre des efforts importants, leur ordre de grandeur est celui de la contrainte normale effective. Aussi, pour que les effets collisionnels prédominent, il est nécessaire que la durée d’un contact soit très courte de façon à ce que les effets d’échange de quantité de mouvement soient prépondérants devant les effets de transmission de force le long du réseau de contact. I1 faut donc que Ct >>1. Lorsque la concentration solide est inférieure à la concentration critique $( , le réseau de particules en contact n’existe plus, les efforts normaux durant des contacts frictionnels sont alors de l’ordre du poids d’une particule. Un régime collisionnel peut prendre plus facilement place. La concentration solide influe non seulement sur le taux de cisaillement critique gouvernant l’installation d’un régime collisionnel, mais également sur la génération des contraintes. En effet, en deçà de la concentration critique, les fluctuations de la vitesse des particules jouent un rôle significatif compte tenu de la lâcheté de l’arrangement ; à l’opposé, au-delà de la concentration critique, les fluctuations sont limitées compte tenu du réseau de contacts. Par ailleurs, comme les effets inertiels sont importants pour ce type de régime, on peut craindre qu’une certaine turbulence se développe. On ne s’intéressera ici qu’à des écoulements laminaires, dans le sens où les fluctuations de vitesse (au cours du temps) d’un élément de suspension représentatif, c’est-à-dire contenant un nombre important de particules, sont négligeables. Cependant ceci n’exclut pas que les vitesses des différentes particules de l’élément représentatif considéré puissent fluctuer de manière significative autour de la vitesse moyenne (dans l’espace) au sein de cet élément.

3.7.2 Comportement collisionnel des suspensions granulaires ( $ > $). Afin d’éviter d’entrer dans le détail des théories cinétiques (voir pour cela [54 à 56]), nous proposons dans ce qui suit une approche simplifiée développée dans le cadre de la théorie cinétique des gaz qui permet de comprendre l’origine des principales caractéristiques des lois de comportement correspondantes. Au sein d’une suspension granulaire en cisaillement simple laminaire, on peut délimiter par l’esprit des couches (planes) de suspension qui glissent les unes sur les autres, ayant une épaisseur égale à la distance moyenne séparant les particules ( b ) ,et contenant à un instant donné un certain nombre de particules dont la vitesse moyenne est celle de la couche. Compte tenu du cisaillement, la vitesse moyenne de la couche du dessus (couche (1)) est V + ( h / 2 ) j alors que celle de la couche du dessous (couche (2)) est V - ( b / 2 ) y. Du fait des fluctuations de vitesse, pendant un petit intervalle de temps A t , un certain nombre ( N o )de particules passent de la couche du dessus à celle du dessous alors qu’un nombre égal de particules suivent un chemin inverse. Ce nombre peut être

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Rhéophysique des pâtes et des suspensions

calculé en considérant qu'une particule de la couche (2) passe à travers la surface séparant les deux couches pendant l'intervalle de temps Ar si la composante de sa vitesse perpendiculaire au plan (u' ) est correctement orientée (u' > O ) et située à une distance inférieure à u' A t . Par conséquent, pour une vitesse donnée, le nombre de particules passant dans l'autre couche est égal au nombre de particules ayant cette vitesse dans un volume Su' dt où S est la surface des couches. On en déduit : (3.49)

où n(u') est la densité de particules ayant une vitesse u' . En première approximation, on suppose que les fluctuations de vitesse de chaque particule sont isotropes, c'est-à-dire que : (3.50)

'5

où < u >= -n n(u')udu' et que : (3.51)

où n est le nombre de particules par unité de volume. Au premier ordre, la quantité de mouvement moyenne ( A (m V ) ) échangée entre les deux couches peut être estimée en considérant que chaque particule traversant une couche est animée de la vitesse moyenne de sa couche d'origine : A ( m V ) =< u'>,,,>,~nSAjm(V+(hl2)Y) -m(V-(b/2)?)]

(3.52)

En tenant compte des flux opposés de particules, la contrainte tangentielle (z = A m V l S A t ) s'écrit donc :

1 T=-mbq& 6

(3.53)

Cette expression est formellement identique à celles obtenues dans le cadre de la théorie cinétique des milieux granulaires à un coefficient près dépendant de la concentration et de la distribution de contacts [54 à 561. La contrainte tangentielle est donc proportionnelle à y f l mais avec un coefficient de proportionnalité à propos duquel il reste quelques incertitudes dans le cadre des théories actuelles. Citons par exemple l'expression obtenue par Jenkins et Savage [54] : (3.54)

Chapitre 3 - Les suspensions dures

145

où g,, est la fonction de distribution radiale de Camahan et Starling : 1

go($)=-

1-0

+

3o 2(1-402

+

oz 2(1-4$

(3.55)

Bien d’autres expressions de la contrainte tangentielle ont été proposées, mais elles sont formellement analogues (voir [ 5 S , 561). Dans certains cas, la fonction g, a par exemple é1é remplacée par une expression empirique tendant vers l’infini quand 41 A notre avis, cette substitution ne s’impose pas puisque, lorsque la concentration dépasse , les contacts frottants peuvent devenir significatifs, c’est-àdire que l’on atteint un régime frictionnel-collisionnel [20,57] (cf $ 3.8).

-+oc.

Bien que nous ne l’ayons pas évoqué jusqu’ici, u n caractère essentiel du régime collisionnel pour lequel les fluctuations de vitesse sont importantes provient du fait que ces fluctuations, ou encore la température granulaire, sont liées à l’agitation interne du matériau, donc à son énergie interne. I1 en résulte qu’il nous faut prendre en considération une équation, l’équivalent de la conservation de l’énergie pour un fluide ordinaire dans le cas où les échanges thermiques sont significatifs, reliant la température granulaire aux autres variables décrivant l’écoulement. Comme dans le cas où le frottement entre les particules prédomine (cf 0 3.5), la loi de comportement a alors un caractère non local puisqu’ il faut résoudre entièrement les équations de conservation de la quantité de mouvement et de l’énergie pour connaître les contraintes ou la viscosité. En cisaillement simple, en résolvant l’équation de conservation de l’énergie, on trouve en générai que la température est proportionnelle à q’ . Par exemple, moyennant quelques hypothèses simplificatrices concernant les conditions aux limites et la symétrie du problème, on a [S4] : (3.56)

Comme dans le cas de la théorie de Bagnold, le comportement du fluide est donc rhéoépaississant puisque la viscosité est proportionnelle à y . En l’absence de turbulence macroscopique (qui peut donner lieu à des variations analogues de la viscosité moyenne), ceci peut clairement être considéré comme une signature du comportement collisionnel.

3.8 Régimes intermédiaires 3.8.1 Généralités Outre les trois régimes purs caractérisés par la prédominance d’un seul type d’interaction, il existe des régimes pour lesquels deux types d’interaction jouent un rôle important vis-à-vis du comportement de la suspension. Dans ce cas, localement au sein

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de l'écoulement, deux types d'interaction prédominent. Ces régimes sont appelés intermédiaires car ils peuvent être vus comme assurant la jonction entre deux régimes purs. On peut ainsi distinguer un régime frictionnel-collisionnel ( L , 1 et B,, = I). Quoique de nombreux écoulements d'intérêt pratique se situent dans ces régimes intermédiaires, la connaissance de la loi de comportement pour chacun de ces régimes est encore très lacunaire et sans base consensuelle. Dans la suite, nous nous intéressons tout particulièrement au cas des écoulements à surface libre. I1 se trouve qu'en pratique, ces écoulements sont souvent dans un régime intermédiaire, ce qui nous permettra donc d'aborder ces régimes au travers de cas particuliers. Compte tenu du peu de résultats expérimentaux ou théoriques existant dans ce domaine, nous présentons une synthèse de connaissances issues de notre propre expérience et de celle d'autres auteurs, mais ces considérations doivent être regardées comme encore très spéculatives.

3.8.2 Écoulements à surface libre 3.8.2.1 Régime d'écoulement Les écoulements de suspension granulaire à surface libre, c'est-à-dire comportant une surface frontière en contact avec un fluide, qui peut être le fluide interstitiel, présentent des particularités. C'est le cas par exemple des écoulements granulaires secs dans un canal ouvert incliné ou des écoulements granulaires immergés sous un liquide. On peut aussi rencontrer ce type d'écoulement dans le cas d'une mise en suspension lorsqu'un matériau granulaire immergé sous un fluide est entraîné par la rotation d'un outil en contact soit avec les grains soit avec le fluide situé au-dessus, soit encore avec les deux milieux. Nous nous intéressons ici en détail uniquement aux écoulements à surface libre gravitaires.

Nous avons déjà traité en partie ce problème au $ 3.3.4 dans le cadre du régime frictionnel. I1 est apparu alors qu'un écoulement permanent uniforme ne peut être obtenu que pour une pente donnée. Puisque le frottement n'augmente pas avec la vitesse, pour des pentes supérieures à la pente d'écoulement déterminée au fi 3.3.4, l'écoulement est en principe uniformément accéléré alors que pour les pentes inférieures, il est uniformément décéléré. En pratique, si la rugosité du plan est suffisante, on n'observe pas un régime accéléré mais la mise en place d'un régime intermédiaire. Les contacts collisionnels ou lubrifiés entre particules peuvent dissiper l'excès d'énergie dû à la gravité et un régime permanent peut prendre place. La dilatance est d'autant moins contrecarrée par le poids des particules que l'on se trouve près de la surface libre supérieure, ainsi les particules se dispersent d'autant plus que l'on s'approche de la surface libre. Près du fond, le poids de la suspension située au-dessus contraint les particules à se mouvoir lentement les unes par rapport aux autres, on peut donc

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facilement avoir des contacts frottants. Près de la surface libre, les particules sont plus libres de leur mouvement, si la pente est suffisamment forte, les couches supérieures peuvent se décoller périodiquement les unes des autres et sont animées de mouvement relatifs assez rapides (cf Fig. 3.13). On aura donc plus facilement des contacts lubrifiés ou collisionnels. Au sein de l’écoulement, plusieurs régimes peuvent donc coexister et il existe des régions pour lesquelles le régime d’écoulement est intermédiaire entre des régimes purs car deux types d‘interaction prédominent. Remarquons que ces caractéristiques correspondent à des écoulements sur des pentes moyennes (disons supérieures de quelques degrés à la pente d’écoulement). Pour des pentes fortes, le régime est en général hydrodynamique ou collisionnel au sein de l’ensemble de la suspension, voire saltationnel si la pente est très forte, c’est-à-dire que les particules rebondissent sur le fond indépendamment les unes des autres. Les observations très précises (en termes de mouvements des particules) des expériences en canal bidimensionnel réalisées par Drake [58] et Azanza [591, auxquelles nous renvoyons le lecteur intéressé, permettent d’affiner cette description simplifiée. Les écoulements en régime frictionnel-hydrodynamique ont surtout été traités dans le cadre des problèmes de mise en suspension (comme nous l‘avons décrit plus haut). La concentration solide est alors déterminée en fonction de la hauteur en considérant les flux de particules résultant des différents phénomènes de migration : un flux orienté vers le bas lié aux effets de la pesanteur, des flux orientés vers le haut liés au gradient de concentration, au gradient de vitesse et au gradient de viscosité. Les connaissances concernant les valeurs des coefficients de diffusion correspondants sont encore insuffisantes. L’équation obtenue doit ensuite être ajoutée aux équations du mouvement pour déterminer entièrement les caractéristiques de l’écoulement, ce qui conduit à des problèmes intégro-différentiels relativement complexes [60 à 641. Nous nous intéressons dans la suite uniquement aux écoulements à surface libre en régime frictionnelcollisionnel. 3.8.2.2 Observations expérimentales Revenons à l’expérience d’écoulement granulaire le long d’un canal incliné [65].Dans le cas où le fluide interstitiel est de l’air et lorsque la taille des particules est suffisamment grande (supérieure à environ 100 pm), les effets du fluide sont négligeables et on est assuré d’être en régime frictionnel ou collisionnel. On a reporté sur la figure 3.13 les types d’écoulement observés en fonction de la pente pour des canaux à fond rugueux (c’est-à-dire suffisamment rugueux pour que la vitesse au fond soit nulle). Un écoulement granulaire ne peut exister pour une large gamme de débit qu’au-delà d’une pente critique proche de l’angle de frottement interne (cp ) du matériau. Si l’on augmente encore la pente, au-delà d’une pente critique (8,), la concentration solide près de la surface libre diminue nettement et les particules des couches supérieures sont en saltation ; l’écoulement comporte alors deux zones bien distinctes : près du fond, u n régime frictionnel-collisionne1 et vers la surface libre, un régime collisionnel. À

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l’opposé, lorsque la pente du canal est inférieure à l’angle de frottement interne mais supérieure à un second angle critique (e,), un régime permanent uniforme peut prendre place mais uniquement dans une gamme étroite de débits. On observe en effet qu’aux forts débits, des particules se déposent sur le fond du canal et forment une zone morte en forme de coin, ce qui revient à augmenter l’inclinaison du fond de l’écoulement au-delà de l’angle de frottement interne. Pour des pentes en deçà de El2, aucun écoulement permanent n’est possible. Seuls des régimes transitoires (bouffées ou avalanches de particules) sont observés. Typiquement, avec des billes de verre en écoulement sur des plans rugueux, on a 8,=22O, cp =27” et 0, =40°. Une difficulté dans l’étude expérimentale des écoulements granulaires est due à l’influence de la rugosité sur l’écoulement. Par exemple, on peut obtenir avec un canal à fond lisse des écoulements sur des pentes bien plus douces qu’avec un canal rugueux [66]. De plus, la rugosité influence considérablement le mouvement des particules au voisinage de la paroi et les mouvements collectifs de particules aux environs du fond. Ce phénomène joue un rôle d’autant plus important que le rapport entre l’épaisseur de l‘écoulement et la taille des grains est faible. Notamment, à l’aide de simulations numériques d’écoulements simplement cisaillés bidimensionnels confinés de disques, Campbell a mis en évidence l’importance des transmissions des couples de frottement au voisinage de la paroi rugueuse, phénomène qui complique sérieusement le comportement macroscopique de la suspension [671. Par ailleurs, Pouliquen [68] a montré que le débit peut, dans certaines conditions, s’exprimer comme une fonction d’une hauteur critique d’écoulement ( h,roll) ( c t 8 3.8.2.3) qui dépend nécessairement fortement de la rugosité. Expérimentalement, on constate aussi l’existence dans certaines conditions de deux hauteurs d’écoulement différentes en régime permanent pour un même débit, suivant la façon dont on impose le débit à l’amont du canal : par une vanne placée à l’aval d’une trémie, ou par un écoulement libre depuis la trémie [66]. Seul l’écoulement correspondant à la plus grande hauteur, obtenue dans le premier cas, est stable. Ce phénomène n’a pas reçu d’explication unanimement reconnue à l’heure actuelle. D’après Johnson [66], c’est l’état énergétique du milieu granulaire à l’entrée du canai qui conditionne l’existence dune seconde hauteur d’écoulement. Ancey suggère au contraire que ce phénomène est lié à la nature du frottement coulombien [IS]. D’autres formes d’instabilité existent. L’une des plus remarquables (déjà mentionnée plus haut) est l’apparition d’une zone morte en forme de coin (de surface limite encore plus inclinée que le canal) aux forts débits lorsque l’inclinaison du canal est inférieur à l’angle de frottement interne (Fig. 3.13) : tout semble se passer comme si l’écoulement modifiait lui-même sa pente d’écoulement pour se ramener à une pente seulement légèrement supérieure à l’angle de frottement interne [18, 651. Par ailleurs, des ondulations du niveau de la surface sont parfois observées lors d’écoulements permanents [ 181.

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Ecoulement

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